Неупругое рассеяние света в системах пониженной размерности тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

^ л ■'

АКАДЕМИЯ НАУК СССР СИБИРСКОЕ ОТДЕЛЕНИЕ ИНСТИТУТ ФИЗИКИ ПОЛУПРОВОДНИКОВ

На правах рукописи ГОВОРОВ Александр Олегович

УДК 53Т.311 НЕУПРУГОЕ РАССЕЯНИЕ СВЕТА В СИСТЕМАХ ПОНИЖЕННОЙ РАЗМЕРНОСТИ

01.04.ОТ - физика твердого тела

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математичвских наук

НОВОСИБИРСК - 1991

Работа выполнена в Институте физики полупроводников Сибирского отделения Академии наук СССР

Научный руководитель: доктор физико-математических наук,

профессор Чанлик А.В.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор Платова И.П.

Ведущая организация: Институт радиотехники и электроники

АН СССР, Москва.

в -А' часов на заседании специализированного совета К 003.05.01 по присуждению ученой степени кандидата наук при Институте физики полупроводников Сибирского отделения АН СССР (630090, Яовосибирск-90, пр. ак. Лаврентьева, 13)

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института физики полупроводников СО АН СССР

кандидат физико-математических наук, Альперович В.Л.

Защита диссертации состоится

Автореферат диссертации разослан

Ученый секретарь специализированного совета доктор

филкко-матпмлтичег.ких наук

А.П.Двуроченский

¡к ■: . i ; |

| | ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

3 ® диссертации теоретически исследоваш процессы

• ШтуАругого рассеяния света электронными и фононными

возбувдениями в системах пониженной размерности.

Актуальность темы. Исследование физических свойств полупроводниковых микроструктур привлекает значительный интерес в последнее десятилетие. Этот новый класс полупроводников обладает спектром элементарных возбуждений, принципиально отличным от спектров монокристаллов. Неупругое рассеяние света является одним из наиболее эффективных методов исследования возбуждений в низкоразмерных системах, т.к. обладает рядом преимуществ. Во-первых, неупругое рассеяние, света позволяет исследовать возбуждения двумерной (2Б) электронной системы, обладающие значительной дисперсией. Во-вторых, имеется возможность разделения коллективных и одночастичпых возбуждений с помощью выбора поляризаций, что позволяет по отдельности изучать характеристики межэлектронных взаимодействий и спектр квантовых уровней 2П электронных систем. В случае спектроскопии фононов в многослойных структурах поляризационные измерения дают возможность отделять возбуждения различной четности, а также виды электрон-фонояного взаимодействия.

Цель работы состояла в теоретическом исследовании процессов неупругого рассеяния света в 2Б электронной плазме ,с учетом электронных столкновений, а также с учетом эффектов запаздывания. Кроме того, представляет интерес исследование рассеяния света в туннельно-прозрачных сверхрешетках. Следующая часть работы состояла в анализе рассеяния света в 1П и ОБ электротшх системах . Заключительный этап работы состоял в исследовании фононного спектра сверхрешеток материалов, объемные дисперсионные кривые которых имеют как гЛллсти перекрытия, так и области локализации акустических и глтлчостшх колебаний решетки (на■ примере сверхрешетют а л тпаи ).

Научная новизна результатов, полученных в диссертации, состоит в следующих положениях:

проанализированы спектры рассеяния света в двумерной электронной плазме в пределе частых электронных столкновений, " ,

исследованы эффекты запаздывания в спектрах двумерной плазмы с а > с (где о - двумерная проводимость, с - скорость света в среде),

исследованы спектры электронного рассеяния света в туннельно-прозрачных сверхрешетках; указано на возможность усиления одночастичпого рассеяния света в сверхрешетках с туннелировашеы,

исследованы спектры рассеяния света в периодически модулированных двумерных электронных системах и квантовых точках,

проанализированы основные особенности фотонного спектра сверхрешетки СаАгз-ГпАБ.

Практическая ценность. Получены выражения для спектров рассеяния света в двумерных электронных системах; экспериментальное наблюдение таких спектров может давать ценную информацию об электронной структуре и транспортных свойствах двумерных систем. Предложены эксперименты по рассеянию света в периодически модулированных системах. Показана возможность использования данных спектроскопии рассеяния света на фононах для определения периода сверхрешетки и величин механических напряжений в слоях.

Апробация работы. Основные результаты диссертации были доложены на 20-ой международной конференции по физике полупроводников (Салоники, 1990 г.), на 5-ой конференции по физике микроструктур (Гераклион,1990г.) и на 12-й Всесоюзной конференции по физике полупроводников (Киев, 1990г.).

Публикации. Основные результаты диссертации опубликованы в 9 научных статьях, список которых приведен в конце автореферата.

Объем работы. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы. Она содержит 100 страниц машинописного текста, 15 рисунков и список литературы из 62 наименований.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснована актуальность темы диссертации, сформулирована постановка задачи, научная новизна и практическая значимость работы. Приведены основные положения диссертации по главам. Дан обзор зкперименталъных и теоретических работ по неунругому рассеянию света в системах с низкой размерностью.

В первой главе приведено общее выражение для сечения неупругого рассеяния света (РС) 2Б-электронгой системой. В зависимости от поляризационной геометрии в резонансном РС проявляются либо коллективные возбуждения (е ||е ), либо одночастичные (е.,-»- е]), здесь ег,е1- поляризации падающей и рассеянной волн. Рассмотрено влияние электронных столкновений на спектры РС. В пределе частых столкновений (ах > 1, и - изменение частоты света в процессе РС, г -время релаксации электрона) характерная ширина спектра РС на флуктуациях плотности заряда прямо пропорциональна переданному импульсу. Эта особенность связана с электростатикой плазмы пониженной размерности. Далее рассматривается РС с учетом эффектов запаздывания, которые могут играть ванную роль для проводящей пленки с 2Б проводимостью о больше скорости света в среде. Современная технология синтеза 21) структур позволяет получать электронную плазму с проводимостью больше и даже много больше скорости света (в системе СаАз-А1Аз для типичного случая 21) концентраций Мш= 3 х 101,см"2 а становится порядка с при подвижности ц а 2 х 105см2/ В сек.).

В экспериментах по РС обычно используется резонансное усиление, которое реализуется при условии ь^и Е^, где ь>1 -частота падающего света, Е - ширина запрещенной зоны.

В GaAs используются резонансы с зонами легких (тяжелых) дырок или со спив-отщепленной зоной [11.

В диссертации процессы PC в 21Ьсистемах рассматриваются на примере резонанса со спин-отщепленной зоной. Тогда в рамках приближения эффективных масс для волновых функций 2D квантовой ямы получаем следующее выражение для сечения PC на вяутриподзонных возбуждениях:

г* -г S(k,u)

йоаи и ы1

1 +® 1<Д *

Б(к,и) = -] е <Н*(1;)Н(0)> аг , (1)

2п -<0 " к

где г - классический радиус электрона, о>2 - частота

рассеянного света. Оператор взаимодействия электронов и

фотонов N в процессе РС записывается в виде :

I Р

N = А {(в1ва) р⹄)+ р.(к, А -

С V 1

Зто(Ед- «,) (2)

где ре(ку), р,(Кц) - Фурье-компоненты операторов плотности заряда и спина, к(- изменение импульса света в процессе рассеяния в плоскости плазмы, Р^ - межзонный матричный элемент, ш - масса электрона. Первое слагаемое в (1) описывает РС на флуктуациях заряда, второе - на флуктуациях спина.

Флуктуации плотности спина носят одночастичный характер и не сопровождаются флуктуациями заряда. Сечение РС на флуктуациях плотности спина для вырожденного электронного газа в бесстолкновительном пределе (к^г » 1, у - скорость Ферми) отлично от нуля в области: 0 < и < кц\г . Далее в главе 1 рассматривается столкновительный предел, когда клУ г-« 1. Такой случай исследован в работе [2] для ЗВ электронной плазмы. Спектр РС флуктуациями спина получается полностью аналогичным 31) случаю, причем ширина спектра в пределе частых столкновений (порядка ) определяется коэффициентом

диффузии В.

В поляризованных спектрах ГС проявляются флуктуации заряда, при этом одночастачные низкочастотные возбуждения в области 0 < ы < к|Уг подавляются экранированием в длинноволновом пределе (кпае« 1, где а - эффективный боровский радиус) . Режим редких столкновений реализуется, когда ит»1, где « ={2пвгЯ к./его )1/г - 2В-плазменная

р р «Не

частота, N - 20-концентрация, е - фоновая диэлектрическая проницаемость, тв,е - эффективная масса и заряд электрона. В этом пределе сечение РС имеет вид пика с полушириной 1/2т на плазменной частоте .

В пределе частых столкновений, когда частота электронных столкновений много больше плазменной частоты, сечение имеет вид:

(п(о>)+1) „ ат

Б = -А (е е )г—!!—---(2)

я 12 т о2 + (V к.)2

в Я

здесь п(о») - распределение Бозе-Эйнштейна. Величина 7=2яа/е имеет размерность см/сек я является скоростью растекания заряда в 2Б плазме. Выражение (2) отличается от соответствующего выражения в ЗП плазме заменой №л.

где ти= 4по^/е - максвелловское время релаксации заряда (оу - ЗВ проводимость) [21. Особенность 2Б плазмы состоит в том, что электрическое поле занимает все пространство, тогда как заряды расположены только в плоскости. Это приводит к тому, что характерная частота возбуждений плотности заряда линейно зависит от импульса В пределе больших температур Т > Ткц сечение РС приобретает вид колокола с шириной Исп .

Другим эффектом, в котором проявляется линейная зависимость от волнового вектора, является максвелловская релаксация в РП-плазме. Как известно, в ЗВ случае кинетика релаксации начального распределения неравновесной плотности пу(0,Ю имеет вид: (гд)^ (0,Ю е~Ь/х", при этом пространственное распределение объемной плотности не меняется без учета диффузии.

В 2В слое из-за линейной зависимости частоты от волнового

вектора релаксация носит характер "растекания". Для начального распределения неравновесной плотности в виде нити п(0,г)=11о5{х) имеем:

N ТО п»,х) = —2. —-- .

я х + (VI;)

Из этой формулы видно, что "пятно" неравновесного заряда увеличивает свои размеры в пространстве со скоростью ?. Релаксация заряда в средах с низкой размерностью рассматривалась также в работе 131.

В заключительной части главы '1 рассматривается задача о спектре флуктуаций 2В плазмы с учетом конечной скорости света. В 31 случае плазменные колебания являются чисто продольными и не связываются с поперечными электромагнитными волнами. В 2Б плазме уже нельзя разделить возбуждения на продольные и поперечные. Это приводит к тому, что частота плазмона перенормируется при стремлении »р к скц , что происходит при малых к'* 2яе2№!/(еШвсг). Другой особенностью является появление в спектре флуктуаций плотности широкого крыла на больших частотах о^ о г сКц. Это крыло связано с фотонами, находящимися в тепловом равновесии с системой электронов. В спектре РС крыло проявляется как распад падающего фотона на два. В 2Б системе такой процесс кинематически разрешен, т.к. сохраняется только параллельная слою составляющая импульса. Как показано в диссертации, в области иг » 1, ш г скц условие редких электронных столкновений записывается в виде 2иа/е = V > с (это условие аналогично ск'>1/т ). Электродинамика 2В плазмы с о > с исследовалась также в работе [4], где было показано, что в системе с 213-шюзмой, обладающей высокой проводимостью, существует низкочастотный плазмой. Очевидно, что в 2В плазме с V > с релаксационные процессы не могут более рассматриваться квазистатически, т.е. нужно учитывать эффекты запаздывания. Действительно, скорость растекания заряда в квазистатическом пределе равна 2яо/е=\г , если выполняется условие V > с, то при расчете релаксации

необходимо учитывать вихревые поля.

Сечение РС в параллельных поляризациях определяется коррелятором плотности, который содержит (в случае V > с) помимо пика на плазменной частоте широкое крыло, начинающееся на частоте ь> = сКц. Интегральная интенсивность РС на фотонах в наиболее реальном случае (и_(К„) « скд)

р

много меньше интенсивности РС на нлазмоне: Гф/ 1п (и (к,. )/ски)3. Сечение резонансного РС, связанного

р

распадом фотона, при и (Кп) « ск. имеет вид:

(пЫ+1) , , о'к.Е [7гё2т-1:|

А2 (ее,)2 —- ;

.2 1 2

2*г

это выражение записано для области частот и > и > ск|(.

Во второй главе исследованы особенности РС в сверхрешетках с туннелированием в пределе редких электронных столкновений. Многослойные структуры с конечной прозрачностью барьеров обладают свойствами одноосного кристалла с непарзболяческим законом дисперсии электронов. Известно, что непараболичность в монокристаллах приводит к появлению "неэкрэнируемого" одноэлектроняого РС в поляризованных спектрах (51. Этот эффект рассчитан для туннельно-прозратаой сверхрешетки. В длинноволновом пределе (длина волны света много больше периода сверхрешетки и длины экранирования 1о) показано, что туннелирование может приводить к существенному усилению одночастичного поляризованного РС. Кроме того, исследовано РС флуктуациями спина . Туннелирование в сверхрешетке не только видоизменяет спектры коллективных и одночастичных возбувдений, но и приводит к появлению сигнала в геометрии РС назад с нулевым переданным импульсом, параллельным слоям сверхрешетки .

Экспериментальное и теоретическое исследование неэкранируемых механизмов РС в легированных полупроводниках дано в работах Г2,б].

В пределе длинных волн (к1о« 1) эффекты экранирования подавляют флуктуации плотности заряда в области частот, соответствующих одночастичным возбуждениям. Электронный газ

в сверхрешетке с туннелированием характеризуется существенно непараболическим законом дисперсии. В такой ситуации плотность гамильтониана взаимодействия электронов со световой волной не пропорциональна плотности частиц , как в случае стандартной зонной структуры. Это приводит к возникновению неэкранируемого вклада в сечение РС .

Неэкранируемый вклад в сечение РС пропорционален квадрату параметра ширины минизоны д и представляет собой линию в области частот: 0 < и < и , где и = тах (V (р) к), V (р) -

Ц П < I

скорость электрона в сверхрешетке.

Другим неэкранируемым процессом является РС флуктуциями плотности спина , которое проявляется в деполяризованных спектрах. Б этом случае наиболее непосредственно извлекается информация об одночастичном спектре электронов сверхрешетки.

В заключительной части этой главы исследуется влияние конечной прозрачности барьеров сверхрешетки на рассеяние с возбуждением коллективных степеней свободы, например плазмонов. Наибольшее отличие от случая без туннелирования возникает, естественно, при кй = 0, кг * 0 (г-ось сверхрешетки), форм-фактор 5 и плазменная частота в этом случае не обращаются в ноль и определяются параметром д.

В третьей главе рассмотрено рассеяние света плазменными колебаниями в 2Б электронной плазме с периодически промодулированной равновесной плотностью. Плазмоны в латеральных системах изучались с помощью ИК-поглощениия 17]. РС позволяет получать дисперсию плазменных колебаний для любого по величине и направлению импульса, тогда как в ИК-гоглощении проявляются плазмоны с импульсами, равными векторам обратной решетки [7].

Дисперсия плазмонов в периодической 2Б системе представляет собой набор минизон и при импульсах q =пп/Ь (Ь -период) имеет щели. В направлении периодичности величины щелей были найдены в работе [8) : Ди = а ) у при у « 1 ( 1п= Ып/Мо , где Г^ - Фурье-комяоненты равновесной плотности).

Сначала в главе 3 рассмотрено РС с импульсами в направлении периодичности х: кл= 0). Если передача

импульса к(( не попадает в окрестность выделенных точек 0) , то в спектре РС не будет наблюдаться щелей. В этом случае спектр состоит из набора частот и (кх+ 2qn) = ып . Интенсивности добавочных пиков на частотах ь>п пропорциональны малому параметру ?пг . Для проявления щелей в спектре плазменных колебаний необходимо, чтобы переданный импульс света кх попал в окрестность некоторой точки . При кх= qn в рамановском спектре 2С плазмы со слабой модуляцией проявляется главный по интенсивности дублет с равными пиками 1*= I" на частотах я* и серия дополнительных ^несимметричных дублетов. Максимальное значение импульса света, переданного 2В плазме, в рамановских экспериментах позволяет наблюдать несколько главных дублетов в латеральных системах СаАз-А1Аз.

В заключительной части главы рассмотрено рассеяние с произвольной передачей импульса к * 0 . Щели в спектре плазменных колебаний являются функциями импульса к и обращаются в ноль при ку=

В четвертой главе рассмотрена магнито-оптика в электронных квазинульмерных системах - квантовых точках (КТ). Первые эксперименты по инфракрасному поглощению в квантовых точках осуществлены в [9] и показали неожиданный на первый взгляд результат - частоты дипольяых переходов в квантовой точке с параболическим встроенным потенциалом не зависят от числа электронов N. В данной главе приведено объяснение этому факту. Далее излагается теория внутризонного и межзонного неупругого рассеяния света.

Теорема Кона утверждает, что поглощение однородного электромагнитного поля системой взаимодействующих электронов в магнитном иоле происходит на цшслотронной частоте « = еВ/гаесо независимо от вида парного взаимодействия можду частицами. Недавно в работе [10] было показано , что такой же результат справедлив и для частиц, движущихся в двумерном

параболическом потенциале КТ. В этой работе использовался метод Кона.

В диссертации использован другой метод, позволяющий точно найти значения резонансных частот системы N-электронов в параболическом потенциале в присутствии магнитного поля; кроме того, этот метод позволяет найти интенсивности соответствующих дипольных переходов , что ранее в работе [10] сделано не было. Для этого вводится новая система координат, которая позволяет отделить движение центра масс и внутренние переменные. Разделение переменных в гамильтониане многозлектронной КТ с парным взаимодействием приводит к следующему виду волновой функции системы: f = ч» (R)x

П N

«ИХ.,..) , где R - координата центра масс, X ,..Х -внутренние переменные; волновые функции ¥пМ(Ю - решения одноэлектронного уравнения Шредингера для 2D изотропного гармонического осциллятора в магнитном поле, п и М -радиальные и азимутальные квантовые числа. Уровни энергии даются формулой:

Е = ( 2n + IMI + 1 + М и /2 , (3)

п К 11 с

где п = 0,1,2,.., М= 0,±1 ,±2,±3, —, Q - частота параболического потенциала, 5 = (02+ uV4)1/z. Из этих формул следует, что энергетический спектр системы электронов с произвольным парным взаимодействием имеет одноэлектронные интервалы между уровнями.

Взаимодействие с электромагнитным полем P(t) в дипольном приближении описывается гамильтонианом: H.nt= - eF(t)N1/zR , который не содержит внутренних переменных Xi,...Xni . Оператор взаимодействия Н с полем диагонален по квантовым числам функции р , следовательно, оптическое диполыюе поглощение рассматриваемой системой частиц выглядит аналогично поглощению 2D осциллятора. Правила отбора для дипольных переходов в произвольном состоянии КТ допускают только две резонансные частоты: й + и^/2 , ш_= ы - ы^/2. Для основного состояния шогоэлектронной КТ (п,М = 0)

правила отбора исчерпываются двумя переходами дп = О, дМ = ±1, которым соответствуют силы осцилляторов: I <х N ы , Г а N и / 5 .

В следующей части этой главы рассмотрено внутризонное неупругое рассеяние света на электронных возбуждениях КТ. Известно, что линейный гармонический осциллятор не дает неупругого ГС в дипольном приближении. Тоже самое справедливо для 2В многоэлектронной КТ в магнитном поле. Однако, неупругое РС возможно при учете конечной величины импульса фотона. РС в главном порядке по импульсу фотона подчиняется правилам отбора для диполышх переходов. Интенсивности РС с частотами ы± даются выражением:

« кп ' •

* 4и и « 12

1 е

и равны N - кратным интенсивностям РС одиночным электроном.

Межзонные процессы в диссертации были исследованы в одноэлектронном приближении. В отсутствии магнитного поля волновые функции электронов и дырск слабо перекрываются, так как квантовая точка является потенциальной ямой для электронов и барьером для дырок. Исследуя вид эффективной потенциальной энергии, которая состоит из электростатической параболы квантовой точки и магнитной параболы, можно показать, что при превышении магнитным полем некоторой величины, движение дырок становится финитным в окрестности центра квантовой-точки, т.е. в той же самой области , где локализованы электроны. Критическое магнитное поле Во для дырок определяется выражением: </= 4т О/'т , где и -

е Ь Ь

циклотронная частота дырки, га^ - эффективная масса дырки. Правила отбора для межзонных переходов имеют вид: дМ=0, ап=(п -п )-пролзвольно. Таким образом, в спектре межзонного магнитопоглощения должен наблюдаться своеобразный "фазовый переход" по магнитному полю: в области магнитных полей, больших критического В > В , возгораются дискретные линии.

Неупругое межзонное РС включает в себя два межзонлых

перехода, которые подчиняются тем же правилам отбора. Описанный выше фазовый переход по магнитному полю, естественно, проявляется и в неупругом РС. При В > Во в квантовой точке возникают нольмерные резонансы между дискретными уровнями электронов и дырок. Переданная энергия в данном случае равна ь> = 2и дп , дпв = 1,2,...

В пятой главе теоретически исследован фононный спектр сверхрешетки СаАБ-ГпАз. Результаты теории используются для интерпретации экспериментальных данных по неупругому РС , которые были получены в ИФП СО АН на структурах с ультратонкиыи слоями одного из материалов. Полученные теоретические дисперсионные зависимости хорошо описывают совокупность экспериментальных данных и предсказывают эффекты свертки оптических фононов (СОФ) и локализации акустических фононов (ЛАФ) в системе СаАБ-ТпАя, которые отсутствуют в традиционных свврхрешетках СаАя-МАз.

Другой особенностью сверхрешетки СаА5-1пАг. является большое рассогласование параметров решеток материалов, которое ведет к сильным механическим напряжениям в слоях и, как следствие этого, к сближению частот оптических фононов.

На рис.1 приведены дисперсии продольных колебаний решетки в материалах СаАэ и 1пАй, а также для сравнения в А1Аз.

В низкочастотной части спектров ветви фононов для пар СаАэ-ТпАБ, СаАз-А1Аз перекрываются,следовательно, акустические фононы в этих сверхрешетках делокализовани и их спектр представляет собой свертку ветвей акустических фононов. Свертка акустических фононов САФ была подробно исследована в СР

въМ-ЛШ

I,

Як.1.

GaAs-AlAs 111]. В отличие от пары GaAs-AlAs , в сверхрешетке GaAs-InAs имеется область акустических колебаний, в которой ветви материалов не перекрываются. В интервале частот примерно от 150 см"'до 180 см"1 дисперсия акустических фононов GaAs попадает в запрещенную зону InAs, т.е. колебания в этом интервале частот затухают в InAs. Таким образом, в системе GaAs-InAs возможно существование локализованных акустических фононов GaAs при условии, если толщина InAs больше двух монослоев.

Оптические фононы в сверхрешетке GaAs-AlAs характеризуются большой степенью локализации, т.к. оптические ветви материалов разнесены на большое расстояние по жале частот [111.

В данной сверхрешетке GaAs-InAs ситуация иная. Согласно рис.1 оптические ветви пары GaAs, InAs частично перекрываются, следовательно, в области перекрытия возможно существование СОФ. В верхней области оптических частот GaAs, где ветви не перекрываются, возможна локализация оптических колебаний (ЛОФ). Далее в главе 5 рассмотрены условия локализации оптических фононов в слоях GaAs сверхрешетки с, учетом механических напряжений. Большие деформации сжатия и растяжения слоев GaAs (InAs) приводят к существенным смещениям дисперсий материалов в сторону их сближения и уменьшают степень локализации.

Анализ экспериментальных данных показал отсутствие сильной локализации оптических фононов GaAs в сверхрешетке с тонкими слоями InAs. Таким образом, в данном случае реализуется промежуточный вариант между ЛОФ и СОФ.

В заключении сформулированы основные результаты:

1. Показано, что двумерный характер дпкжепия электронов сильнее всего скапывается на электростатических возбуждениях двумерной плазмы, тогда как диффузия при переходе к двумерному случаю существенных изменений не претерпевает. Характерная ширина столкновительного спектра рассеяния света

флуктуациями плотности заряда в двумерном случае линейно зависит от переданного импульса. Другим эффектом, в котором может проявляться эта особенность, является максвелловская релаксация двумерной плазмы.

2. Исследованы эффекты запаздывания в спектре флуктуаций электронной плотности двумерной системы. Показано, что спектр рассеяния света содержит на больших частотах крыло, которое связано с распадом падающего фотона на два.

3. Показано, что конечная прозрачность барьеров электронной сверхрешетки может существенно усиливать интенсивность рассеяния света одноэлектронными возбуждениями в параллельных поляризациях. Исследовано влияние туннелирования в сверхрешетке на спектры рассеяния света флуктуациями заряда и спина. Установлено, что влияние туннелирования необходимо учитывать при малых переданных импульсах света в плоскости системы.

4. Рассмотрена задача о рассеянии света в двумерной электронной плазме с периодически модулированной плотностью. Найдены частоты и интенсивности пиков рассеяния света на плазмонах, показано, что рассеяние света позволяет определять дисперсию плазмонов во всей зоне Бриллюена.

5. Исследованы оптические процессы (инфракрасное поглощение и рассеяние света) в электронных квантовых точках в присутствии магнитного поля. Получены точные результаты для длпольных переходов системы взаимодействующих замагниченных электронов, которые локализованы в параболическом потенциале квантовой точки. Проанализированы частоты и интенсивности мекзонного рассеяния света; указано на существование в спектрах рассеяния света перехода по магнитному полю, который связан с перестройкой дырочного спектра квантовой точки.

6. Теоретически изучены основные особенности спектра продольных колебаний сверхрешетки СаАз-1пАз , которые заключаются в существовании локализованных акустических фононов и в отсутствии сильной локализации оптических

колебаний. Установлено, что встроенные механические напряжения существенным образом модифицируют оптическую область спектра, приводя к дополнительному уменьшению степени локализации оптических фононов.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах:

1. А.О.Говоров, А.В.Чаплик. Растекание неравновесных носителей заряда в двумерных электронных системах. Поверхность. 1987. N 12 , с.5.

2. А.О.Говоров , А.В.Чаплик. Комбинационное рассеяние света в туннельно-прозрачных сверхрешетках. - ЖЭТФ. 1988. т.94. с.251.

3. А.О.Говоров, А.В.Чаплик. Эффекты запаздывания в процессах релаксации двумерной электронной плазмы. - ЖЭТФ.

1989.Т.95.С.1976.

4. A.V.Chaplik , A.O.Govorov . Inelastic light scattering by laterally modulated 2D electron plasma. - Superlattices and Hicrostructures, 1990. V.7. No 2. p. 161.

5. А.О.Говоров, А.В.Чаплик. Неупругое рассеяние света двумерными электронами с большой передачей энергии - ЖЭТФ.

1990.т.98. с.1564.

6. А.О.Говоров, А.В.Чаплик. Магнитопоглощение в квантовых точках - Письма в ЮТФ. 1990. т.52. с.681.

7. А.О.Говоров, А.В.Чаплик. Оптические свойства квантовых точек в магнитном поле. - ЖЭТФ. 1991. т.99. с.1853.

8. В.А.Гайслер, А.О.Говоров, Т.В.Курочкина, Н.Т.Мошегов, С.И.Стенин, А.И.Торопов, А.П.Шебанин. Фононный спектр сверхрешеток GaAs-InAs. - ЮТФ. 1990. т.98. с.1081.

9. V.A.Haisler, A.O.Govorov, T.V.Kuroclikina, N.T.Moshegov, S.I.Stenin, A.I.Toropov, A.P.Shebanin. Raman scattering in GaAs-InAs superlattices. Гп Proceedings of 20th International Conference on the Physics of Semiconductors. Thessaloniki, 1990.

ЛИТЕРАТУРА

1. Г.Абстрайтер, М.Кардона, Ф.Пинчук. Рассеяние света в полупроводниках. В книге: "Рассеяние света в твердых телах".

Вып.4, (под редакцией М.Кардонн и Г.Гюнтеродта), М.:Мир, 1986, с.12.

2. Б.Х.Байрамов, В.А.Войгенко, И.П.Ипатова, В.В.Топоров. Рассеяние света свободными электронами в полупроводниках. Препринт 1191. ФТИ. Л.1987.

3. М.И.Дьяконов, А.С.Фурман. Релаксация заряда в анизотропных средах и в средах с низкой размерностью. -ЖЭТФ. 1987. т.92. C.1012.

4. В.И.Фалько, Д.Е.Хмельницкий. Что , если проводимость пленки больше, чем скорость света. КЭТФ 1989. т.95. с.1988.

5. М.В.Клейн. Электронное комбинационное рассеяние света. В книге: "Рассеяние света в твердых телах" (под редакцией М.Кардоны). М.:Мир, 1979. с.174.

6. В.А.Войтенко , И.П.Ипатова. Теория квазиупругого рассеяния света электронами полупроводников с непараболическим законом дисперсии.- ЖЭТФ. 1990. т.97. с.224.

7. D.Haitmann. Two-dimensional plasmons in homogeneous and laterally microstructured space charge layers, - Surf. Sci. 1986. 170. p.332.

8. М.В.Крашенинников , А.В.Чаплик. Двумерные плазменные волны в сверхрешетках - ФТП. 1981. т.15. с.32.

9. Ch.Sikorski, U.Merkt. Spectroscopy о! electronic states in InSb quantum dots. - Phys. Rev. Iett.1989. 62. p.2164.

10. F.M.Peeters. Magneto-optics in parabolic quantum dots. Phys. Rev. 1990. B42. p.1486.

11. M.Cardona. Folded, confined, interface, surface and slab vibrational modes in semiconductor superlattices. -Superlattices and Microstructures. 1989. 5. p.27. ybj^

3K.I7I-100-91 "Полжграф"