Экситоны и межзонное поглощение света в полупроводниковых брэгговских отражателях и микрорезонаторах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

Российская Академия наук Физико- технический институт имени А. Ф. Иоффе

РГ6 од

„ 1'"; на правах рукописи

Калитеевский Михаил Алексеевич

Экситоны и межзонное поглощение света в полупроводниковых брэгговскйх отражателях и микрорезонаторах

Специальность 01.04.10-физика полупроводников и диэлектриков

Автореферат диссертации ча соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Санкт-Петербург 1995 г.

Работа выполнена в Физико-техническом институте им. А.Ф. Иоффе Российской Академии наук.

Научный руководитель:

доктор физ.-мат. наук, профессор П. С Кольев.

Официальные оппоненты:

доктор физ.-мат. наук, А. В. Субашиев,

доктор физ.-мат. наук, Н. С. Аверкиев.

Ведущая организация:

Санкт-Петербургскпй государственный университет

199 ¿г. I

Защита состоится " '•') " 199 г. в _.час. на заседания

диссертационного совета К 003.23.01 при Физико- техническом институте им. А. Ф. Иоффе РАН по адресу: 194021, Санкт-Петербург, Политехническая ул., 26, ФТИ им А.Ф. Иоффе РАН.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Физико-технического института им. А.Ф. Иоффе РАН.

Автореферат разослан

99 5 г-

Ученый секретарь диссертационного совета, кандидат физико-математических /-аук

Г. С. Куликов

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ Актуальность темы

Физика низхоразмерных систем и систем с брэгговским ограничением света является в настоящее время бурно развивающимся направлением полупроводниковой науки. Как низкоразмерные объекты ( квантогые ямы, квантовые провода, квантовые точки ),так и структуры с брэгговским ограничением света широко используются для создания различных устройств телекоммуникационной техники, причем низкоразмерные объекты играют роль активной среды, а брэпговские отражатели в них исполняют функции собственно зеркала , но не активной среды [1]. Естественной вытядит попытка использовать брэгговскую структуру и в том, и в другом качестве, однако единственный шаг, который был сделан в этом направлении к настоящему времени, - это изготовление ОаА5/А!А.$ брэгтовских отражателей, рассчитанных на длины волн, гае ваАя обладает заметным поглощением,и описание их оптнчесхих свойств .

Новым классом объектов, технологически реализованным в начале 90-х годов, являются палупроводниковыг микрорезонаторы с квантовыми ямами, структуры, в которых локализованные в квантовых ямах носители заряда взаимодействуют с локализованной в резонаторе Фабри - Перо оптической модой [2,3]. В последние годы появился ряд экспериментальных работ по оптической спектроскопии микрорезонаторов, однако расшифровка оптических спектров таких объектов является весьма сложной задачей, и до последнего времени не было получено теоретического описания спектров отражения, поглощения и пропускания света от таких структур, оставалось неясным, как влияют параметры резона! ора и экситона на форму спектральных линий, их чигчо. Теоретический анализ до недавнего времени ограничивался рассмотрением взаимодействия оптических мод с экситонями в мэтерорезояаторах рамками теории возмущений , моделью связан! х осцилляторов и т.п. [4,5], хотя вопрос взаимодействия света с квантоворазмерными объектами был решен в рамках теории нелокального дизшектрическ го отклика [6,7].

Методика расчета распространения света через слоистую среду изложена в [Я].

) '

Следует также отметить что с настоящему времени выполнены отдельные эксперименты [9] и теоретические исследования [10] взаимодействия объемного экситона и локализованной оптической моды в кикрорезонаторе , однако целый рад вопросов остался невыясненным: например, какова зависимость наблюдаемых свойств системы от величины нерадиационного затухания экситопа?

Перечисленные выше проблемы оптики полупроводников определяют актуальность теми лиссертзнтонмой работы, целью которой являлось изучение влияния зкситонного и межзонного поглощения, света в брэгговских отражателях и теоретическое описание взаимодействия экситонных состояний с локализованной оптической модой в полупроводниковых микрорезонаторах.

Научная новизна работы заключается в том, что в ней впервые:

- показана возможность усиления экситонной модуляции спектра отражения в брэгговских структурах;

-получено дисперсионное уравнение для продольных и поперечных поляритонов в микрорезонаторе;

- рассмотрено взаимодействие локализованной оптической моды с объемным экситоном в полупроводниковом микрорсзонгторе при нормальном и наклонном падении света б- и р- поляризаций, для соответсппдацего поляритона была рассчитана зависимость величины расщепления опт силы осциллятора и верадиационного затухания, проиллюстрирован переход режим сильной связи - режим слабой связи;

- были рассчитаны спектры отражения пропускания и поглощения света полупроводниковым микрорезонатором с одной или несколькими квантовыми ямами при нормальном и наклонном падении света для в-ир- поляризаций;

- рассчитана тонкая структура линии пслярнтона , образованного е1-Ш1 экситонным переходом и локализованной оптической модой в р- поляризации при

наклоппом падения света, что в спектрах отражения и поглощения может проявляется как триплет,

- проанализированы свойства микрорезонагора с цепочкой брэгтозскнм образом упорядоченных одинаковых квантовых ям в полости, показано, что при расположении N квантовых ям а пучностях псяя спектр имеет двухмодовую структуру , а расщепление увеличивается в 'л/Л^ раз.

- показано, что при ачтибрэгговеком расположении двух квантовых ам шш двух "брэгговских" наборов квантовых ям поляритонный спектр характеризуется появлением третьей моды, которую можно наблюдать в спектрах отражения и поглощения света;

- установлено, что дифракция света на решетке квантовых проводов в микрорезонаторе может приводить к появлению дополнительных собственных мод;

Научная н практическая значимость работы состоит в том, что в ней разработана методика, позволяющая рассчитывать спектры отражения, пропускания и поглощения света полупроводниковыми микрорезонатррамн с встроенными в них кваятоворазмерными объектами при нормальном и наклонном падения света е-, и р-поляризации, по измеренным экспериментальным спектрам прецизконно определять параметры экситоновд также рассчитывать дисперсию поляритонов в микрорезонаторах.

Апробация работы.

Основные результаты диссертации докладывались на Международном симпозиуме по наноструктурам (1995, Репино, Россия), Международной Конференции по Гетероэпитаксин Полупроводников (1995 , Монпелье, Франция), а также на семинарах ФТИ им А.Ф. Иоффе и универа етов городов Монпелье, Регенсбурга, Павии. Пу&ШШШи.Основные результаты диссертации опубликованы в 10 печатных работах (том числе 7 статей в научных журналах и 3 в материалах конференций)

г

Структура и объем диссертации. Диссертация состоят из введения, 4 плав и заключения, изложенных на страницах машинописного текста. Диссертация включает также 34

рисунка.

б

1. Амплитуда экситонной модуляции спектра отражения света в брэгговских структурах может быть существенно усилена по сравнению со спектром отражения полубесконечным слоем.

2. Коэффициент отражения бесконечного брэгговского отражателя немонотонно зависит от уровня поглощения, достигая минимума, соответствующего переходу от режима брэгговского отражения к режиму металлического отражения.

3. В результате взаимодействия объемного экситона и локализованной оптической моды в полупроводниковом микрорезонаторе возникают двумерные пояяритонные моды. При изменении силы осциллятора экситона имеет место переход от режима слабой связи к режиму сильной связи, что сопровождается переходом от одаомодового к двухмодовому поведению в спектре отражения.

4. В спектрах отражения, пропускания и поглощения света полупроводниковым мжрорезонатором с одной квантовой ямой в случае взаимодействия локализованной оптической моды с el-hhl-экситоном содержится одна. или две особенности в резонансной области, в случае взаимодействия с el-lhl-экситоном - от одной до трех особенностей в зависимости от параметров микроргаонатора и квантовой ямы, а также взаимной ориентации поляризации света и осей симметрии структуры.

5. При резонансны? условиях микрорезонатор с N одинаковыми квантовыми ямами характеризуется в общем случае N + 1 полярктонными модами, однако при брэгтовсхом упорядочении квантовых ям и расположении 'ед в пучностях поля в полости поляритонный спектр выглядит как результат ьзэимодействия одного экситона с локализованной оптической модой, причем величина расщепления увеличивается примерно в

Vjv раз. /

6. При антнбрэгговском расположении двух квантовых ям или двух "брэгговских" наборов квантовых ям поляритон ш спектр характеризуется появлением третьей моды, которую можно наблюдать в спектрах отражения к поглощения света.

6. При антибрэгтовсхом расположении двух квантовых ям или двух "брэгговскнх" наборов квантовых ям паляритошшй спектр характеризуется появлением третьей моды, которую можно наблюдать в спектрах отражения и поглощения света.

7. Взаимодействие локализованной оптической моды с двумя близкими по энергии экситошшми резонансами приводит к трехмодовому поведению в спектрах отражения и двойному антипересеченюо в дисперсионных кривых.

8. Дифракция света на решетке квантовых проводов в полости резонатора может приводить к появлению дополнительных собственных мод. Им соответствуют волны, распространяющиеся « направлениях, отличных от направления начальной волны. В оптических спектрах может проявляться разное количество особенностей, от одной до четырех.

. Ро введении обоснована актуальность темы, сформулирована цель диссертации, изложены основные положения, выносимые на защиту, дан краткий обзор полученных результатов.

подходы к решению задачи о распространении света через слоистые структуры и резонансном отражении света от квантоворазмерных объектов. Сформулирована теория нелокального диэлектрического отклика, позволяющая связать оптические свойства системы с геометрией экситонных волновых функций. Получены выражения для коэффициента отражения света от квантовой ямы, . регулярно упакованно? в плоскости системы квантовых проводов и квантовых точек.

Теория нелокального ^электрического отклика предусматривает решевие уравнений Максвелла для распространения света в среде вблизи частоты экситонного резонанса с учетом нелокального вклада выделенного экс!> гонного резонанса к диэлектрическую поляризацию Рс,с(г). Например, для экситона в квантовой яме

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

является вводной, В >»ей рассмотрены основные теоретические

4яРехс - ТФе,(г)1 )Щх,у,/,

(I)

... г ЛГ1,,

где г = - ■*■■"■ ■" ■, ю0-й>-/Г

- диэлектрическая постоянная, <улг - проиолыю-лонеречное растепление (сила осшишятора) экситопа н трехмерном кристалле, а» - боропский радиус эксигопа, юа • резонансная частота, Г - нсрадиапионнос затухание эксигопа, Ф^ц - зкеитоииая огибающая мри одинаковых координатах электрона и дырки, Е - электрическое нале световой волны. Пользуясь приближением постоянною поля, можно получить коэффициенты г^,!^ отражения и пропускания света квантовой ямой. В случае 5 -

йо'-ш-^Г + Г./со^ в случае р - поляризации: ~ ^о "

'¿г а1 + 'о +'ь (4)

/Г.со^Р,)

I I , / и; I

поляризации: г^ = —-— ■ ' ■. V = 1 + V■ <2>

'р (3)

где /0 :

ш/ - о - /(Г + Г, со^„))'

¿>0' + Дй>0 - а> -1

Г Г,

у;-

где - угол падения света, СЛ^' неренормироваппая частота экситоппого резонанса, ГД1 силы осцилляторов продольного и поперечного экситонов,Д<м0 - частогиый сдвиг между продольной и поперечными иоляритомными модами, Г - перадиациониос затухание экситоиа. Для с1ЬЫ - эксичона Г, =■ 0, дня сПп ¡-перехода Г, = 4Г, 0.

Метод матриц переноса (характеристических матриц слоистой среды) основан на том, что зиая значение поля в как I либо точке среды, можно получить его значения в любой пруюй точке среды с помощью матрицы переноса. В случае электромагнит нош ноля и линейной слома он среды . ноле однозначно описывается дпухкомнопешнмм вектором. элемент которою есть лнпсйио-исзапнсимыс со(>с| г.ашыс решения

волнового уравнения. Выбор этого Cantea неоднозначен, например, можно выбрать в качестве базисных функций тангенциальные но отношению к границе раздела слоев компоненты электрического и магнитною полей (такой базис удобен тем, что для litio мазрина переноса через ipanmiy рач.'к-ла слосп есть просто единичная матрица) или амплитуды вали, распространяющихся п разные стороны.

Во сторон mane с использованием метода матриц переноса рассчитываются спектральные зависимости коэффициентов отражения н пропускания света s- и р-иолярнзацни полупроводниковыми структурами, включающими в себя брэтшекне отражатели, при учСтс межзопмото и экентонпого поглощения света к слоях, анализируются свойства брэповских отража1 слси в зависимости ог уровня поглощения. Демонстрируется возможность гигантского усиления экситонной модуляции п структуре с брэповским отражателем. Результаты расчетов сопоставляются с экспериментальными данными.

Рассмотрим периодическую структуру, состоящую из N aikhíiimx слоев, включающих в себя слои материалов А и В. В общем случае, показатель преломления п этих материалах является комплексной величиной:

где плв и кли есть действительная и мнимая част соответствующих ноказакхнеи преломления. После ряда выкладок можно получить амплитудные коэффициенты отражения и пропускания от рассматриваемой структуры г и /, например иля я-полярнзации:

Л А Л

(5)

К

(б)

'я\ -ч\*

I I ~г' •ч) -Ял*

I I

ч\я = Y'u»f~íítsin^} ■ (7)

cxp{íQ<j)-i'u exp {-iQj)-i'u

lllcx = ——--,y =---. (8)

12 '12 = ( (9)

где X - шиша тиши cuera ii вакууме, n„ - показатель преломления среды, из которой падает свст, c/J, - z-K0Mii0ticinu китового вектора cuera п средах, ограничивающих БО спереди и сзади, соответственно, l¡j - компоненты матрицы переноса через период структуры. Полученные формулы позволяют рассчитан, спектральные зависимости коэффициента отражения света от брэповското отражателя. В частности, можно ycrarfomiTi», что коэффициент отражения немонотонно зависит от поглощения, достигая минимума, соответствующею переходу от режима интерференционного отражения к режиму металлического отражения. Интересный результат даст рассмотрение экситонного отражения от брэгншекой структуры (Рис I.).

Вблизи экситонного резонанса частотная зависимость показателя преломления имеет вид:

V <у-Й>0-/Г;

где ев - фоновая диэлектрическая проницаемость в данном частотном диапазоне, Üj0,(olr,r - резонансная частота экентопа, сю продолыю-ноиерсчиос рисщсилсиис и загуханис, соответственно. Можно видеть, что амплитуда экситонного резонанса в спектре отражения брэпоаскои структуры оказывается на порядок больше, чем в еисктрс обьемиого GaAs. В обоих пучаях мы брали Л(У,т=0. ImcV, /)Г=1 meV |8|. Более того, почти стопроцентная эхе» пятая модуляция спектра отражения лосиu nyia ti случае полуголповои толншны первого слоя GaAs в структуре (кривая 3).

Wavelength, nm

Рис. 1. Спектр отражения света от объемного ОаАз (1), 8 - периодпого ОаА^/А1А.ч брэптжекого

отражателя на подложке ваЛя (2) и такого же брэгговскою отражателя с полуволновым покрывающим слоем из ОаАя (3) вблизи частоты экситонпот резонанса в ОаА«. Свет надает из вакуума.

В трстьрй главе с использованием развитого в глав с 2 метода анализируются оптические свойства полупроводникового микрорезонатора при нормальном и наклонном падении света: рассчитываются спектры отражения, пропускания и поглощения света, рассмотривается влияние поглощения света и полости на форму спектральной особенности па частоте собственной моды. Подробно рассматривается взаимодействие оптической моды с обьемным экситоном в микрорезонаторе, рассчитывается величина расшспления Раби как функция силы осциллятора и нерадиациошюто затухания, анализируется переход от режима слабой связи к режиму сильной связи.

Типичный МР состоит из центрального слоя полупроводника или диэлектрика ('1юлость"МР), ограниченного двумя многослойными брэгговскими отражателями (БО). В такой структуре миут возбуждаться световые моды, локализованные в центральном слое. Спектр этих мод дискретен и определяется соотношением 2 Ле(Ф) + /| + /2 = 2яЫ, (10)

где фаза, набираемая светом при прохождении центрального слоя Ф = дсЛ/со5(р£), qc -модуль полнового вектора свста в Чюлости", <рс - угол распространения а-стопой волны

в Чюлости" по отношению к нормали, /lU1 - фата амплитудного коэффициента отражения свсга от первого (второго) БО. N - целое.

Учитывая многократное, псрсотражсцис сшгга от стенок МР, можно представить коэффициент отражения свста от МР следующим обратом: г, +('i'i'-'*,r1')r2 ехр(2/Ф)2

R =

<П)

1-г,'г2ехр(2/Ф)

где гг - амплитудный коэффициент отражения от второго БО (задней стеики МР), г,,/, -амплитудные коэффициенты отражения и пропускания для света, падающего из вакуума на первый БО, - то же для свста, падающего на первый БО со стороны "полости".

Взаимодействие оптической моды с объемным экситопом приводит к двухмодовому поведению п спектре отражения. Аналитическая оценка зависимости расшсплсния мод б от параметров задачи можег быть напучена из уравнения (10) с использованием упрощающих предположений:

S-1

(12)

чЛ^ат

где Ьвт = г'л'°—г, с - скорость enera, и ^ - частота и длина волны.

2

К "а">

-, v - VKujTVJVib tucia, и - чаьшш п душна ihjji

соответствующие условию брэпоаской интерференции: qла - q0b = —,

аг,п. ау», <?«, = —-,</«, = —— • с с

Па рис.2, изображена зависимосгь положения резонансных особенностей спектра отражения от силы осциллятора экситона А<ои. Расчет проводился при ЙГ=0.5;1;2;5 мзВ (показано различными символами), все параметры структуры взяты такие же, как и раньше. Лето вндегь, что ноляритопнос расшсплспис в дссяткн раз превышает Лй>,г . Расшенлснис иснмгыпаст сильный, но сублинейный рост с ростом htuIT и слабо уменьшается с росгом Г при достаточно малых fi Г (0*2 мзВ). При Л Г =5 мзВ огн-пшво nmmn, что расшенлснис понижает при fiwlr больше нскогорой конечно«

величины (»0.1 мэВ). Это соответствует точке перехода от режима 'Ьлабой связи" к режиму 'Ьильной связи" В режиме 'Ьлабой связи" отсутствует антипересечение мод, и взаимодействие света с экситоном сводится к усилению модуляции спектра. В режиме Сильной связи" поляритонное растепление достаточно велико, так что можно наблюдать расщепление Раби.

Рис.2 Зависимость положения

резонансных особенностей спектра отражения от силы осциллятора экситона при различных величинах Й Г: I - 0.5 мэВ, 2 - 1 мэВ, 3-2 мэЕ 4-5 мэВ. Сплошной линией показан приближенный расчет при Г=0 по формуле (12).

-i—i—i— 0.15

meV

полупроводниковый микрорезонатор с одной или несколькими квантовыми ямами при различном расположения. квантовых ям в полости резонатора.

Спектры отражения и пропускания света микрорезонатором с квантовыми ямами могут быть получены как результат многократного переотражения света от образующих микрорезонатор брэгговских отражателей и квантовых ям внутри полости,например в случае одной квантовой ямы:

R =

: "'"('вг'вг"-/>1гвг')'Гехр(2'Фг)

1-Г

г ехр(2/Ф,)

V +{ll,~r¿»)r,i ехр(2'ф|)

l-rQíí.rB, ехр^Ф,)

(13)

" амплитудные коэффициенты отражения и пропускания света первым брэгговским отражателем, гйг,1нг и гвг',1в1- они же для второго отражателя при падении света ш вакуума и из нолостн, соответственно, га)г,1е„ - коэффициенты отражения и пропускания света квантовой ямой , Ф13 = /СО5\^0• Че и ^-волновой вектор и угол распространения света в полости, Л1П( - расстояния от центра квантовой ямы до первого (второго) отражателя. В ряде случаен , однако, более удобным оказывается использование метода матриц переноса. _

Зная амплитудные коэффициенты пропускания и отражения света квантовой ямой можно получить также и матрицу переноса через псе. Например, в случае отражения света 5- поляризации, для вектор-столбпа, элементы которого есть тангенциальные но отношению к границе раздела слосв компоненты электрического и магнитного поля о световой волне искомая матрица имеет вид:

I 01

"(ijl-

, (I4.a) spjl I)-

В случае р- поляризации и el-lhl-экситона матрица переноса имеет вид:

-('p.. -(1 + V)')

(И.б)

2ncos<p,ttv ltgr

Дисперсионное уравпеине для экситошилх ноляритонов в микрорезонаторе можно получить, сшивая с помощью матрицы перекоса через квантовую яму Д1Ю волны, распространяющиеся из центра ямы в разные стороны:

vta е"р(/(ф|'--ф!)}+/".г'«р(/(ф2 -Ф,))) = 0. Следует отмстить, что это же уравнение применимо, если вместо квантовой ямы взять произвольный обьект (несколько квантовых ям, решетку квантовых проводов и др.), необходимо просто' имеет о rgir ,tQW> нодставшь амнлшудные кпэффинпецш огражения и пропускания света этим «бьектом.

В зависимости от взаимоориентации поляризации, плоскости падения, осей симметрии структуры и параметров экситона поляритонный спектр может характеризоваться разным количеством особенностей , по-разному проявляющихся в оптических спектрах. В случае взаимодействия оптической моды с е1-ЬЬ1 имеет место двухмодовое (в режиме сильной связи ) или одномодовое (в режиме слабой связи) поведение дисперсионных кривых как для нормального, так и для наклонного падения света е- и р- поляризаций. Положения особенностей в спектрах отражения, поглощения, пропускания света, а также решения дисперсионного уравнения (15) близки друг к другу, но все же несколько отличаются. В случае е1-Ш1- экситона ситуация сложнее. При наклонном падении света р-поляризации на квантовую яму в коэффициенте отражения света содержится два резонанса, силы осцилляторов которых зависят от угла падения света на квантовую яму становясь одинаковыми при угле падения около 30°. На рис. 3 показаны спектры отражения и поглощения света полупроводниковым микрорезонатором на основе материалов ОаАя/АЮаАя/А!Ая при наклонном падении света р-поляризации. Углы падения света 31.5° (а) и 32° (Ь). Параметры выбирались таким образом, чтобы обеспечить примерно одинаковые силы осцилляторов как для продольного , так и для поперечного экситоновВндно (Рис.4),что

1

а

Ь

\

Рис.3. Спектры отражения (прерывистая линия) и поглощения света (сплошная линия)

полупроводниковым микрорезонаторм при наклонном падении свегта р-поляризации при взаимодействии оптической моды с еЫЫ экситонным переходом [б].

770 775 780 783 790 795 800

У/ауе!епд(И (пт)

взаимодействие оптической моды с экситоном па легкой дырке может' вести как к трехмодовому, так и к двухмодовому поведению в спектрах отражения и поглощения света, хотя уравнение (15) для этой ситуации всегда предсказывает 3 особенности. -

Рис.4. Положения

поляритоиных мод,

полученные как решения уравнения (15) (сплошная линия), и энергии резонансных особенностей в .спектрах поглощения и отражения (прерывистая линия и кружки, соответственно) как функция угла падения 16]

При взаимодействии оптической моды с несколькими квантовыми ямами суй- ствсшюе значение имеет расположение ям в полости. Вообще говоря, взаимодействие N экситонных резонансов с оптической модой приводит к образованию №1 поляритоиных мод, однако,« зависимости от фазы, которую набирает световая волна при движении от ямы к яме, поляритонный спектр может иметь разное количество особенностей. Например, при брэгговском упорядочении N квантовых ям в пучностях поля спектр имеет дкухмодовос поведение, а величина растепления увеличивается о -Гы раз. В случае, если расстояние между ямами не кратно полуволновому, появляются дополнительные моды (Рис.5).

В заключении приводятся основные результаты работы, которые состоят в следующем:

1. Получено аналитическое выражение дня коэффициентов отражения и пропускания света брэгговскими структурами при нормальном и наклонном падении света в я- и р-поляризации с учетом поглощения света. Показано, что коэффициент отражения брэгговского отражателя немонотонно зависит от уровня поглощения. Показана' возможность усиления экситонной модуляции спектра отражения в брэгговских структурах.

2. Рассмотрено взаимодействие локализованной оптической м'-дм с объемным экситоном в полупроводниковом микрорезонаторе. Рассчитана величина расщепления Раби как функция силы осциллятора и нерадиациоиного затухания экситона. Получено аналитическое выражение для величины расшсплсния. Проиллюстрирован переход от режима слабой связи к режиму сильной связи.

3. Рассчитаны спектры отражения, пропускания и поглощения света полупроводниковыми микрорезонаторами с квантовыми ямами при нормальном. и наклонном падении света. Получено дисперсионное уравнение для псляритонов в микрорезонаторе. Показано, что в спектрах отражения, пропускания и поглощения света полупроводниковым микрорезонатором с одной квантовой ямой в случае связанного состояния двумерной оптической моды с el-hhl-зкситоном содержится одна или две особенности в резонансной области, в случае связанного состояния с el-lhl-экситоном -от одной до трех особенностей в зависимости от параметров микрорезонатора и квантовой ямы, а также взаимной ориентации поляризации света и осей симметрии структуры.

4. При резонансных условиях микрорезонатор с N одинаковыми квантовыми ямами характеризуется в общем случае N + 1 полярнтонными модами, однако,при брэгговском упорядочении квантовых ям и расположении их в пучностях поля в полости поляритонный спектр выглядит как результат взаимодействия одного экситона с локализованной оптической модой, причем величина расщепления увеличивается в -JJ7 раз. При антнбрэгговеком расположении двух квантовых ям или двух "брэгговских" наборов квантовых ям поляритонный спектр характеризуется появлением трет :й моды, которую можно наблюдать в спектрах отражения и поглощения света. Взаимодействие локализованной оптической моды с двумя близкими по энергии экситонными резонансный приводит к трехмодовому поведению в спектрах отражения и двойному антилересеченшо в дисперсионных кривых. Дифракция света на решетке квантовых проводов в микрорезонаторе может приводить к появлению дополнительных собственных мод.

_Основные результаты диссертации опубликованы в работах:

1. Калитеевский М.А., Кавокин А.В„ Влияние межзонного и экситонного поглощения иа оптические свойства брэгговских отражателей, ФГТ, т.37, в.9, с. 2721-2727 (1995).

2. Калитссвский М.А., Капокнн Л.В., Отражение enera от поглощающего микрорезонатора, ФТТ, г.37, п. 10 0.5074-30X1(1995).

3. Евстроио» В.В., Калитссиский М.Л. Липко АЛ., Сшшиым М.Л., Шернякон Ю.М., Царснкоп Б.В., Яшп B.C., IIonit.m;nor'e ншученнс брэиопскис шражагслп, ФТП, 1.30, в.1 (1996),

4. М.А. Kalilccvski, A.V.Kavokin, V.V. Evstropov, A.L.Lipco, М.Л. Sinitsyn. Yii.M. Shcrnyakov, B.V. Tsa¡cnkov and B.S. Yavich, Light Absoplion Effccl on Bragg liilrfcrence in Multilayer Semiconductor Hclcrostructurcs, Proc. of Int. Symp. Nanostructures: Physics anil Technology, Rcp'mtl.Russia p.l 18-121 (19V5).

5. A.V.Kavokin and M.A. Kalitccvski, Free Bxcium Coupling wilh Confined Light Mode in a Semiconductor Microcavity, Proc. of Int. Symp. Nanostructures: Physics and Technology. Repino, Russia p. 122-125 (1995),

6. A.V.Kavokin and M.A.Kalitccvski. Exitonic Light Rcllcction and Absorption in Semiconductor Microcavity at Oblique Insidcnce , Solid State Communications., 95, N 12. 859-862(1995),

7. M.A. Kalilccvski, A.V.Kavokin, M.A. Sin.lsyn and B.S. Yavich, Light Absorption in Bragg Rcflcctors and Microcavitics, Proc. of Int. Conf. on Semiconductor llclciocpitaxy-95, Montpclicr, France (1995), to be published in Journal dc Physique.

8. E.L. Ivchenko, M.A. Kalitcevski, A.V. Kavokin and A.I. Ncsvizhskii

Reflection and Absorption Spcctra from Microcavitics with Resonant Bragg Quantum Wells, Journal of American Optical Socicly, The f eature issue cd. by D.S. Cilrin and J.Kuhl (1495). submitted to,

9. Кашпеспский M.A. Ainituopccc'icmic локализованной оптической молы с /шума близкими экешонпммм рсзопаисамп п полупроводниковом мнкрореюнаюре, ФТП,

т. 30. В. 4(1Ш).

10. Кшипссвский М.А., Коньев П.С., Влияние шражеппя cncia or мбрлитн сюрчми подложки па форму спекзра шражеммх oí нолупркполпнмткщ микро|ч:чч1атр:|. Ж I •(*. в печати.

1) J.L. Jewell, J.P. Haribson, A.Scherer, Y.H, Lee and L.T. Florez, Vertical Cavity Surface-Emitting Lasers: Design, Growth, Fabrication, Characterization, ШЕЕ Journal of Quantum Electronics, v.27, n.27, p.1332-1346 (1991).

2) C. Weisbuch, M. Nishioka, AJshikava, Y.Araicawa, Observation of the Couoled Exciton-Photon Mode Splitting in a Semiconductor Quantum Microcavity, Phys. Rev. Lett v.69, 3314-3317(1992).-

3) R.Houdre, R.P. Stanley, U.Osterie, MJlgems, C.Weisbuch, Room-Temperature Cavity Polaritons in a Semiconductor Microcavity, Phys. Rev. В 49, p. 16761-16763 (1994).

4) V.Savona, L.C. Andreani, P. Schwendimann, A. Quattropani, Quantum Well Excitoa in Semiconductor Microcavity: Unified Treatment of Weak and Strong Coupling Regimes, Solid State Commun., V. 93 , N 12 , 733-739 (1995).

5) S. Jorda, Theory of Rabi-splitting in Cavity- Embedded Quantum Well, Phys. Rev. В 50,

a

18690-18693 (1995).

6) ЕЛ. Ивченко, AJB. Кавохин, Отражение света от структур с квантовыми амамн, квантовыми проводами и квантовыми точками, ФТТ, Т. 34, В. 6, 1815-1822 (1992).

7) Ивченко EJI., Копьев П.С., Кочерешко В.П., Уральцев И.Н., Яковлев Д.Р., Иванов С.В., Мельцер БЛ., Калнтеевский М.А., Отражение в экситонной области спектра структуры с одииоч! й квантовой ямой. Наклонное и нормальное падение света., т.22, в. 5, с.784-789 (1988).

8) М.Боря, Э.Вольф Основы оптики, М.,Наука(1°"0).

9) A.Tredicucci, F.YChen, F.Bassani, J.Vtasseis, G-Neu, and C.Deparis, Phys. Rev. B47, 10438-10357(1993).

10) Y.Chen, A.Tredicucci and F.Bassani, "BulV exciton polaritons in GaAs microcavity", Phys. Rev. B, v.52, n.3, p.1800-180. (1995)

Ornc i.iTnno p ишографпи 1ШК1 ¡.IK. s<»9. I up. 1 (!■). yi.-тл. :i. 1: 2/X1-TW5 r

! n . iri.'i !'IO