Оптическая спектроскопия размерно-квантовых экситонов в тонких монокристаллах, структурах с квантовыми ямами и сверхрешетках тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

АКАДЕМИЯ НАУК СССР ОРДЕНА ЛЕНИНА ФЙЗИКО-ТЕХНИЧЗСКИЙ ИНСТИТУТ имени А.Ф.ИОШ

- На правах рукописи

УРАЩ12В Игорь Николаевич

УДК 535.543:538.958

ОПТИЧЕСКАЯ СПЕКТРОСКОИ1Я РАЗМЕРНО-КВАНТОВАННЫХ

ЭКСЙТОНОВ В ТОНКИХ МО!ЮШ1СТАШХ, СТРУКТУРАХ С КШШТОВШ ЯМАШ И СВЕРХРИШЗТКАХ

(01.04.07 - физика твердого тала)

ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ученой степени доктора физико-математических наук в форма научного доклада

Ленинград 1990

Работа выполнена в Ордена Ленина физико-техническом институте им.А.Ф.Иоффе АН СССР.

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических паук профессор

доктор физико-математических наук профессор

доктор физико-математических наук профессор

Ведущая организация - Институт физики АН УССР.

Защита состоится "_"____ 1990 г. в _____ часов

на заседании специализированного совета Д 003.23,03 прй Физико-техническом институте ям.А.Ф.Ио^фе АН СССР по опросу; 194021, Ленинград, Поли та хничз екая ул., д. 26.

Отзывы на автореферат в двух экземплярах, заваренные печатью, просьба высылать по адресу на имя ученого секретаря совета. С диссертацией можно ознакомиться з библиотека института,

Автореферат разослан "_"__ 1990 г.

Учоннй секретарь специализированного совета Д 003.23.03 кандидат физико-математических наук

В.Б.ТимоФаав, Ь. В .Новиков, Е.Л.Гурович.

Л. А.Петров

ОБЩАЯ МРАКТКаТсТЛКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Исследования кристаллических структур с понтааннои размерностью являются в настоящее вре^я одним из наиболее интенсивно развивающихся направлений ф1зигси твердого тела. Изменения энергетического спектра электрош-шх состояний при уменьшении толщины кристолличоского слоя определяются эффектами размерного квантования. Изучение явлении размерного квантования открывает новые перспективы для разраооткл структур с заданными электрошшьм и оптическши свойстиами и создает ¿[мзичзскио основы для развития твердотельной микроэлектроники.

Цурнпй прогресс экспериментальных исследовании кваатсво-разшрных систем, который наблюдается в последнее десятилетие, связан, прозде всего, с развитием современных методов приготовления полупроводниковых структур с контролируемо;'; толщиной слоев вплоть до нескольких постоянных решетки, аланарностью и резкостью гетерогракиц на монос.лойном уровне. Совершенствование метода молекуляряо-аучковой элитаксии привело в последнее время к созданию модельных двухмерных систем - структур с квантовыми ямами и сверхрашеток, елактрошьш спектр которых стало возмсн-¡шм исследовать с помощью тонких спектроскопических методик, развитых для изучения совершенных объемных кристаллов.

Влияние размерного квантования на электронный спектр кристаллического слоя, прежде всего, приводит к изменению его оптических свойств в оксигошюи области спектра. Экснгонная' спектроскопия оказывается уникальным инструментом, позволяющим аккуратно проследить эволюцию анергетнчяског'о спектра электронных состояний при понижении размерности кристалла. Использование методов экситончой спектроскопии для исследования структур с квантовыми ямаш и сверхреиеток ограничивалось до недяымго времени применением экситолной люминесценции длл характеризации качества вытащенных структур и определения толздн слоев. Б настоящее время экситонная оноктроскошш квантово-размарник явлений становится одним из ведуинх направлении оптики шзкоразмерних систем.

Фундаментальный характер явлений, определяющих свойства систем с поншянной размерностью, и их практическая важность,делают тему диссертации актуальной как с научно!,' (гак и с прикладной точек зрения.

Надь тоботы. Долью работе являлось установление основных закономерностей проявления влоктронных свойств кристалла в спектрах размерного квантования екситонов.

Задачи, выгекающиа из поставленной пали:

- разработка интарЗорзндаоыюн спектроскопии для и следования размерно-квантованных окситоиов и оветоэкситонной дисперсии;

- установление закономерно о та И, определяющих перестройку

диснорски СВОТООКСИТОЫНЫХ ВеТВОЙ В маГНИТНОгЛ полз К НрПВиДЯЗГПХ

к проявлению магнитоиндуцировсшюй пространственной дасперекп;

- выявление определяющей рели гетерограниц н формировании оноргатического спектра мелких кулэновских состояний в квантовой яме;

- установление связи между трехморизацией экситснп и образованием электронных и дырочных мши зон яри переходе от набора изолированных квантовых ям к короткопериодноп евгрхрелетке;

- установление закономерностей проявления электронных с;о -стояний короткопериедннх сверхрешеток в спектрах оптически ориентированных по спину элэктронов.

Объекты и методы исследования. Б качество объектов исследования использовались монокристаллический пластинки С<^5 я Сс1$в толщиной менее I шш. Объемные кристаллы А^З^ являются классическими объектаии экситонной спектроскопии, к ах зонная структура и зонные параметры хорошо известны. Кроле того, загатная величина продольно-поперечного расщепления экситона, 1+2 шВ, предполагает достаточно сильное светаэкоитонное взаимодействие в этих кристаллах. Это является необходимым условием для проявления в оптических спектрах размерно-квантованных состояний оветовкси тонной дисперсии.

В качестве двумерных объектов использованы структуры с квак-товыш-1 ямеми и сверхрешетки Технология молеху-

лярно-пучковой эпнтаксии для этой системы является наиболее отработанной и позволяет выращивать совершенные структуры с квантовыми яма;® с рекордной планарностью и резкостью гетерограниц. Большей боровский радиус экситона 140 А в (?дАз обеспечивает возможность для изучения эволюции энергетического спектра электронных состоянии в широком диапазоне аврин квантовых ям г ^ ¿1 £ п периодов сверхрешзток • с/£ й. б .

Нримокйние интерференционной спектроскопии а магнитооптических методов, включая поляризационную спектроскопию, обеспечило получение оригинальных результатов в области, которая в настоящее время ишроко исследуется.

Научная понизил и практическая значимость работу определяются тем, что в не.;; ьлсрпии последовательно изучен цели!) класс фувдйпонталышх явлении, определяющих электронппа и оптические свойства систем с попш.-шшсй размерностью.

Интерференционной спектроскопией обнаружена и исследована перестройка дисперсии показателе;; проломлеиия в магнитном поле в окрестности окситотшх резонапсов в кристалл.-;-'. ЛгДЗд.

Обнаружен и исследовг " новнн новзоигмнй нагннтоонтическпй оф -Фзкт -г.агнитопндуилров,энная пространственная дисперсия дизлактр.;-ческих осей криста лла. Установлено существование дпух различных днс— перонЕ показателя преломления в окрестности основного состояния он— си тона серии хГд при инверсии магнитного поля. Определень коэффициенты при лннейшх. но мдаетюву вектору членах в сксптошюй дасиетюаи, которое вшивают появление нсвзапшшх эф_(юктов.

Анализ поведения стоксоса одрих'Ь линии люминесценции гспазидву-меркого экс.'тонэ в кьгшп ном поло позволил выяснить, чт. о экситон локализуется как целее на естровкоких: Алукгуацнях игарини квантовой я] глуоино« в одкн-два монослол н пространственным размером, превосходящим его бпровск:ц; радиус в 2,5 раза. При это;;, нонрершншй спектр локализованы^ состоянии связывается с дпслерсиоЛ островков по пространственно*'!' размеру в квантовой яме &зАз/А£&ЗАа •

Получзяы экспериментальные доказательства существования 1ги~ роу.ого спектра свясгшшх состоянии мелкого акцептора в квантовой ж,и и на одиночно?', гетерогрпницз, который образуется в резулма-те зах'псипостп энергии связи примесного центра от ого местоположения относительно гзтерограпкцы.

Исследоваао интсрферанцис ноз отражение света от многослой-нм гетероетрукь-р со свархрешеткои (СР). Немонотонное поведе -ншз зависимости силы осциллятора экситошшх переходов от периоду СР связывается с треилеризацией экситоаной волновой функции при образовании электронной мттэоны.

Изучение влияния магнитного поля на транспорт каравнсшес:.ш косатолвй перпендикулярно слоям короткопериодн'"! , сверхрашптки при оптическом детектировянил сбора носителей в р ^ссшреннуп ил ли-

товую яму, расположенную в центре СГ, позволило установить два режима транспорта тяжелых дырок --через локализованные состояния и до протяженным состояниям СР — и, тем самым,проследить образование ^прочной микизоиы в СР с периодом менаэ 50 А.

Обнаружение в сверхрешэтг.е возрасташш стопе ни оптической ориентации электронов в магнитном поле в геометрии Фарадея, которое связывается с подавлением их спиновой релаксации, позволило определить линойноа по /с расщепление электронных минизоц. Наблюдение сложной 1фивой деполяр1з<эцни, описываемой суммой двух лоренцяонов, в поперечном поле (геометрия Фойхта) позволило выяснить роль локализации тз электрошом спектре сверхрвшатки.

Все изложенные в диссертации результаты получены впервые.

Научные положения, ирадстазляоллне к защите.

1. Развита интерференционная спектроскопия пропускания и отражения тонких кристаллов, толщиной порядка длина волны падающего света, для исследования явлений кристаллооптики с прост ранственной дисперсией к размерного квантования экситонов.

2. Впервые экспериментально определены дисперсионные кривые ыагиитополяритонов в кристаллах Ойнаружак новый кевзаимннй магнитооптический эффект - магнитоиндуцированная пространственная дисперсия диэлектрических осей, кристалла.

3. В результате изучения влияния магнитного поля на стоксог сдвиг экситонной линии люминесценции выяснен механизм локализации экситоновв структурах с квантовыми ямами. Установлена связь между энергетической структурой мелкого примесного центра и его местоположением в квантовой яме -

4."Изуччн переход от КЕазидзужрного к трехмерному двилонию электронов и дырок при умзныпень.. периода евзрхрер'еттш. Исследована зависимость силы осщц гятора эксиюнных переходов от периода структуры, связанная с образованием минизон в оверх-решетке.

5. Впервые исследована оптическая ориентация свободных носителей и влияние на нее продольного и поперечного магнитнах полей в короткопериодной сверхрешетке. Выяснена связь между на -блюдаемкг.ы э^Текташ] и особенностями структуры электронных ми-инзон в Оверхрёшетках /•

Лдроизция рвоптп. Стповние результаты работа о'или доложены на .Ш, ХУШ и XIX Мэкдународних конференциях по физика полупроводников (Штутгарт, 1974, Стокгольм, 1986 и Варшава, 1988), Международной конференции но люминзеианщш (Пекин, 1987), Iii Сопат» ско-амермкенском сш.шозиуко "Лпзерная одшка конденсировшшьх сред" (Ленинград, 1987), Международной конференция "Оптическая нелинейность и бистабнльность полупроводников" (Берлин, 1988), I СОБвтско-амор. капском семинаре ''Электродные свойства двумерных систем" (Москва, 1988), Ш Международной конференции но шлют примесямвполупроводниках (Линнйпикг, I9R8), 8 Советско-финском симпозиуме по низ юн* температурам и физике твердого тела (Ленинград, 1988), Международном семинаре по физике и электронике (Берлин, 1933), Международной конференции "Экситокы-84" (Гю-стров, IS84), Меядународной конференция "Электронные свойства двумерных систем" (Г'ренойль, 1989), Ш Советско-западногеркан -скок семинаре по твердотельной спектроскопии (Ленинград, 1989), Всесоюзных совещаниях "Экситонн в полупроводниках" с участием ученых социалистичасгих стран (Ленинград, 1977 и 1982), Всесоюзных совещаниях "Экситош в кристаллах" (Черноголовка, 1976, Кишинев, 1978), Черноголовка, I9G4, Киев, 1986, Вильн.ос, 1980), Всесоюзных совещаниях по лкшшосценциа (Роено, 1984 и Таллинн, 1987), X u XI Всесоюзных конференциях по физике полупроводников (Минск, 1985 и Кишинев, 1988), 12 Совещании по теории полупро -водников (Ташкент, 1ЭВ5), il Всесоюзном совещании "Электронные процессы в двумерных системах" (Новосибирск, 1986), Всесоюзном совещании по гзтерсструктурам (Минск, 1986), I Всесоюзной ксчфе-ренцин по физическим основам твердотельной электроники (Ленинград, .1989/, Всесоюзных школах по физика поверхности (Карпаты, 1986 и Махачкала, 1987), ХШ Згшвй школы ФТИ по физике полупроводников (Ленинград, 1967); докладывались и обсуждались на научней сессии ООФА АЛ СССР (Москва, 1986), на семинарах в МГТ АН СССР, ИИ АН УССР, ШИФ ЛГУ, ЛПИ км.М.И.Калинина и ФТИ им.А.Ф. Иоффе АР. ССОР.

ОСНОВНОЙ СОДНЕШИЕ РАБОТЫ

I. РЛЗАЕРНОЕ КВАНТОВАН® ЭКСИТОИСВ В ТОНКИХ К№СТАРЧЕСКИХ ПЛАСТПИКАХ. Размерные оффекти в тонких кристаллах возникают при условии, если толщина образца становится сравнимой с какой-либо харяктзрнсй физической длиной. Рассмотрим влияние размерного квантования на энергетический сноктр экситона. Характер этого влияния зависит от соотношония толщин кристаллической пластинки ¿ , длили волны свата Я и боровского радиуса экситона &5 •

В пластинке с толщиной 2. менее 1 мки, когда выполняется условие С Я , влияние границ на энергию связи эпситона экспоненциально слабо. При этом волновая функция, соответствующая движению центра масс экситона поперек пластинки может быть аппроксимирована волновой фушщией частицы в прямоугольной ямесбеско -нечшии стенками. Б этом случае спектр опрадзяязтея размерным квантоваш1ем экситона как целого.

В квантовой яме шириной ¿г-^^Б энергии размерного квантования электронов и дырок вели™ по сравнению с энергией их кулонов-ского взаимодействия. Энергетический спектр определяется размерно квантованными подзолами электронов и дырок. Зкситонныо состояния образуются около каждой пары двумерных подзон.

В сверхраштке - периодической структуре, состоящей из чередующихся слоев барьеров и квантовых ям одинаковой ширины, - при уменьшении периода экситон становится трехмерным по мерз

образования электронных и дырочных минизон.

Мы рассмотрели эволюция энергетического спектра экситона при уменьшении толкзвд слоя -6 . В оптических спектрах проязле-. низ размерного квантования сначала определяется эффектами свето-экситонного взаимодействия и пространственной дисперсии и далее, по мере перехода к квантовым ямам, модификацией энергетического спзктра экситонов в результате двумеризации движения электронов и дырок.

1.1. Размерное квантование и светоэкситонная дисперсия. С момента экспериментального открытая явления интерференции доба -вочнах волы, которое било обнаружено с участием автора в 1973 г„, стало ясно, что размерное квантование экситона как целого проявляется в оптических спектрах кристаллической пластинки через

размерно квантованные состояния свечоэкситонной дисперсии. Теоретически тождественность описании осциллирующих оптических спектров с помощью интерференции добавочных световых г;олн и размерного квантования механического окситона била показана Ь. к. Киселевым /5/.

Исследование спектров пропускания и отражения более GO тонких, толщиной от 3 до 0,0а шсм, плоскопарэллелышх_ KphcrajjU'o CdS и û|Se пру. 'i' - 4,2 и I,G Kjî геометрии опыта Hic , К iC ( К - волновой вектор света, £ -"вектор поляризации падающего свата а С - гексагональная ось кристалла) по-чволило проанализировать оветоэкснтонную дисперсию в основном состоявши экситоня, образованного глезду зонами ij - Q/ в этих кристаллах. Каждому минимуму (максимуму) в спектре отражения (пропускания) сопоставлялась точка но дисперсионной ветви поперечного иоляритона {¿у . Это сопоставление проводилось на основе подгонки экспериментальных спектров в области продольно-поперечного расщепления и выше резонанса,в области интерференции добавочных волн,с рассчитанными В.А.Киселевым на основе модоли С.А.Нэкара или в приближении

размерного квантования экситонов (рис.1а,б). лена дисперсия

На рис.1в предстаг

ЬиЗ

20530

Ï0570

свзтозкситоююи ветви Г^т в области продольно-поперечного ( LT ) расщепления в кристалле (blS , построенная с помсщов обработки спектров четырех образцов различной толщины £ = = 0,12+2,65 ми, Используя нн-тегн|арзнционння

спектры совершенных образцов, в которых влияние поиковерхлостных потенциалов на экситон, контролировавшееся по лоявле;г«ю в спек-

Рис Л. Экспериментальные и теоретические спектры отражения в отчетности экситозного резонанса Г/-17) ( fl="i) cdS ( £хс ):

а) с = 0,20 мкм; 0) 0,oï нет«.; в) восстановленная дисперсионная ветвь светоэкситша Г$х

трс интерференции "пустых" участков (баз интерференции добевоч-кых волн) или по увеличению затухания экситошшх волд, было минимальным, ш установили, что оспочнно параметры, определяю®« дисперсию свзтоэкситона, остаются практически неизменными в диапазоне исследованиях толщин. Исключение составляет лниь резонансная частота сксатона, испытывающая небольшой висолоэнергети-ческий сдвиг при уменьшении толщины кристалла.

Проведенянй анализ позволил определить параметры евзтозкеи-тонной дисперсии и явился основой для создания интерференционной спектроскопии размерно-квантованных экситонов.В таблице парамет-

Параметры озетоэкситонной дисперсии

-------------- . Катод Параметр

'to-r, см-1' Mir,см-1 £о M/rrio ! tif", wri

CdSe

КС 1975 14722,2 7,7+0,1 8,44.0,3 0,41+0,02 0,5+0,2

РИ.1Б 1978 I47I3+I 4+1 8,4 0,40+0,05 -

ВИС 1901 - J0.4 8 ' - 0,4

CdS

ПС 1280 20590,2+0,4 15,0+0,3 9,6+0,2 0,72^0,02 0,6+5,0

ГОЖ 1977 ГТГ.'Б 1979 РГГБ 1984 20589,5 20585,0 20588,8 15,4 15,0 15,7 9,3 9,1 9.38 0,89 0,94 0,83 1,0 0,5

ГКР 1381 20585,6+0,8 '21,0 5,4 0,9 -

ПСП 1981 ПСП 1984 • 20589,3 20585,2 16,0 16,6 7,4+0,1 7,4+0,3 0,90+0,05 0~8 0,24 • 0,1*1,5

П п и -г.: е ч а н и е. Данные, приведенные в таблице, езяты из следующих работ: PR/IE 1978 - Hermann С., Yu Р.У.// Solid St. Commm.Vol.23. Р.?>13 ; РЕ.1Б 1977 - Kotelea B.S..WinterlinR

a.//Solid St.Coranur.Vol.23.P.95 ; РН.1Б 1979 - Yu P.Y. et «1 // "'hya.Hev»Lett. Vol.'12. P.I645i : PRE 1384 - Wj.clr.sted J.

et. al // Phys. Rev. B. Vol. 29. P. 3350; ГХ? 1979 -

Schrey IK et al // Phys. Rev. D. Vol. 20.P. 52S7; ВСП- 1981 - Xtoh T. et al // Solid State Coonun. Vol. 37 ; P.Q25; ПСП 1981 -Brooer I. et al //Solid Stote Coiiswn. Vol. 39. РЯ202; ПСП I9G4 - Лобедев И.В., Страшникова Гй.И. , Тимофеев В.Б., Черный В.В. // Письма В 5ЭТФ. 1984. Т.39. C.26S.

рк, полученные интерференционной спектроскопией (ИС), сопоставляются с величинами, измеренным! другими современными спектроскопическими методам: резонансного рассеяния Мандельштама -Бриллюона (РШБ), пшеркомбинахдаонпого рассеяния (ГКР), преломления света в призматическом кристалле (ПСГ1) и время-пролетной спектроскопией (ВИС). Следует отметить, что для кристалла CciSe данные hü являются в настоящее время наиболее принятыми в литературе. Лйрпматри1, измеренные ИС в кристалле CdS , оказываются близкими к определенным с помощью ГПЛБ и входят н набор наиболее часто цитируе:лих данни".

1.2. Спектры разкерн i'Q квантования в области смешивания светозкситопной дисперсия. Эксптонные состояния ig проявляются в оптических спектрах з меру их слабого смешивания с состоянием светоэксмтона Í5T • Прпмензшш КС для исследования этого взаимодействия позволило впервые экспериментально построить область пересечения их дисюрспй (рис.2а) и точно измерить обменное расщепление эксито-ка. В кристаллах CáSe толщиной С =0,4-0,6 мкм мы наблюдали "липний" максимум пропускания, соответствующий проявлению дисперсии экситона ig, (рис.25). При увеличении толюини образцов примерно в 4 раза осцилляции пропускания, соответствующие размерно-квантованным состояниям светоокситона Г^р , поресташ разрешиться в спектре. Появляется сгущащаяся в длинноволновую область структура, показанная стрелками на рис.2п, отвечашая взаимной интерференции волн свзтоэкситона (57- и экситона Г& в области антипересоченил их цислерсци. Величина расщепления этих дисперсионных ветвзй составляет 0,008 каВ в кристалле CdSp и 0,025 иэВ в кристалле CdS . Измеренные вали-

Рис.2. Фрагменты: а - дисперсионных ветвей ígr и Гб в области их пересечения; б, в - спектров отражения cjse С ехс.).

чины обменного расщепления, которые в этих кристаллах составили 1,05 и 2,15 см-1, соответственно, оказались близкими к оцененным ранее из положения.слабой линии поглощения, наблюдагацейся в области пересечения дисперсий необишовеиного поляритона, поляризованного с Е ||с , и экситона .

Возможности ИС, позволяющей обнаружить и исследовать рас-щзплекия ~ Ю-^ эВ, ДЕлее использованы для изучения новых тонких оптичаских явлений, возникающих при изменении дисперсии све-тоэкситонов в магнитном поле.

Приведенные в первом разделе результаты опубликованы ь работах /1-5,7,13,14/.

П. РАЗМЕРНОЕ КВАНТОВАНИИ МАГНИТОПОЛйИЮТОВ. Влияние магнитного поля на светоэкситонную дисперсию молет быть связано, вб-первнх, с измененном дисперсии при.смешивании к расщеплении состояний механического экситона и, во-вторых, с наведенной магнитным полем пространственной дисперсией. Эффекты магнитоиндуца-рованной пространственной дисперсии описываются тензором четвер-того^ранга . соответствующим линейным по магнитному по-

лю 6 и волновому вектору к членам в разложении тензора диэлектрической проницаемости /1к/: '

Здесь второй член описывает эдфект Шарадея.

2.1. Перестройка дисперсии светоэкситонов в магнитном поле. Расщепление основного состояния механического экситона серии Г^— Гд в магнитном поле, перпендикулярном гексагональной оси.

Б^С , определяется электронным ^ -фактором и зависит от расщепления состояний Прр , и при 6 = 0 (рис.Зв).

Магнитное .поле смешивает сзетоэкситонные ветви: 3, которая отвечаем состоянию 1ду , и 5 ( % ), а также 2 ( Г5/т ) и 4 ( ) (рис.Зд). Смешивание ветвей 2 и 4 слабо, поскольку их начальное ■ расщепление велико по сравнению с магнитным расщеплением. В результате в интерференционных спектрах магнитополяритонов проявляется дополнительная ветвь 5. Полная картина дисперсии магнитополяритонов в этой геометрии поля доя кристалла Сс}3е , построенная о-помощью ИС, приведена на рис.Зг для 6 = 7 Тл. •

Наиболее яркий вфйак-г перестройки дисперсий наблюдался в магнитном поле, направленном вдоль гексагональной оси 0!1с. В этом поле со-

стояния механических экситонов

I5 и Tg не взаимодействуют и расщепляются с Q -факторами

läe+gii •оо-

ответственно (рис.За). Как следотвие, ветви 4 и 5 (рис.3d), отвечающие состояниям !&. •

Ъ,

ть

та

т

t v HJ.

Рис.З. а, в

s:

&

ÜL-

BdC

0п fös ¡0п г . t e V35 » п

теоретические зависимости расщепления состояний механического эксито-на-Гг-Гд ( Н - I) в CdSe от магнитного поля; б, г, д - восстановленные (сплошные кривиз) пэстроанаш (пунктир) дисперсии магштололяритонов.

на проявляются в интерференционных ■

спектрах. В области волновых дзекторэв, больших К света, све-тсэкситонние ветви 2 и 3, отвэчающие состояниям (51 и [$г , разделаны продольно-поперечным расщеплением, и магнитное пола слабо возмущает светозкситонную дисперсию, В окрестности К = О эти состояния'выроздени, и.наюттноэ поле, смешивая и расщепляя их, вызывает сильную перестройку дисперсии ма'гнитоцоляритонов. При увеличении поля в области смешивания появляется дополнительный пик поглощения, который сравнивается по интенсивности с основным резонансом. Восстановленная с помощью КС дисперсия магни-тополяритонов. в этой геометрии при Й> = 7 Тл приведена на рио.Зб. В кристалле СаЗ этот ъф|«кт проявляется гораздо слабее в силу малости разностного g -фактора. Полненные при обработке интерференционных спектров величины g -факторов для CJSe и CdS составляют, соответственно: IQqI' = 0,74 и 1,74! I = 2,14 и 0,45.

2.2. Магнитоиндуцированная пространственная,дисперсия.В}фя-оталлах симмвтрйя С ¿у диагонзльниа компоненты тензора (I) uoi;-но представить в виде:

а

Второе слагаемое, описывающее магнитоиндуцироваяную пространственную дисперсию (Ш11Д), приводит к дополнительному вкладу в показатель проломлония и коэффициентдюглощения, меняющему знак при изменении направления К или В . Влияние шшорсяи магнитного поля на коэффициент поглощения в состоянии Л = ? экси-тона Гу-Гд в кристалле б нлс,, замечено в /2х,0х/.

_ В_попсрэчном магнитном поле 6Лс в гоомзтрии Фойхта к 1 Б обнаружен сдвиг интерференционных минимумов при .инверсии направления магнитного поля, которий связывзвтся о ЖЯД показателя преломления. Существование при инверсия кС или В различных дисперсионных ветвей магнитопеляритонов ярко проявляется внутри экситонпого резонанса, и величина эффекта достигает наибольших значений при больших величинах волнового вектора К в области интерференции добавочных волн. Зтот эсТфект обнаружен в окрестности эксигошшх рсзонансов Ю - I серий Г?- Гд и Га -в кристаллах СПБ и СЛБе .

Учет МИЦД в кедиагональкых компонентах тензора (I) »

приводит к магнитоиндуцированноЕ пространственной две -Персии диэлектрических осей кристалла. Этот новый невзаикквй магнитооптический эффект обнаружен в спектрах пропускания кристаллов СЛ5 и Сс15е в_области экситошшх резенансов. Прявкла-чении магнитного поля В!|С наблвдалсл сигнал пропускания в скрещенных (направленных вдоль и поперек оси С ) поляроидах. Эффект носит резонансный характер - полуширина сигнала ШЦЦ для экг ситона П = I серии Г7-Г9 в ШБе не преывшает I сы-1.. Обращает на себя внимание гигантская величина аффекта - при 6 = 6 Тл в максимума сигнала МИПД степень циркулярной поляризации света на выходе составляет ~ 40 % и угол поворота эллипса поляризации достигает 5°.

Проведенный с помощью ИС анализ показал, что спектральное положение сигнала МИПД соответствует "изотропной точке" - области пересечения дисперсий смешанного магнитополяритока, соответствие го ветви 2, и необыкновенного полярктона, показанного штриховой линией на рис.Эб. Эффект возникает за счет линейного

но волновому воктору вклада в матричный элемент оптического возбуждения окситона (5 . При этом поле падающего света индуцирует поляризацию вдоль направления распространения у- за счет линейного по Ки члена. При смешивании в ВIIС состояний светзэкситояа fffx :: продольного _экситопе is Y возникает поляризация вдоль X . Линейное по К смешивание состояний fj экситона серии Î7-/7 и свэтоекситона Г§ обусловлено тем же самым линейным по (с членом, который определяет э$«Тект естественной оптической активности, наблюдавшийся в кристалле ùJS /4м/.

йзличины ли'лепних по К членов б дисперсии окситопов fy — fg и Г7" Г7 , определенные из анализа двух невзаимных магнитооптических эффектов, составляют, соответственно, ВъК>~ - 0,04 см""1 и р^о- 2,3 см"1 в CdSQ и 0,02 и 0,55 см~* в CdS . -Коэффициенты при линейных ло волновому воктору членах в дисперсии зоны проводимости. и валентной зоны Гд> получены впервые для кристалла CdSQ и оказались близкими к измеренным ранее в кристалла CdS /5х,4й/.

Результаты, приведенные в данном разделе, опубликованы в работах /6,6-12/.

Ш. ВЛИЯНИЕ РАй-ШРНОГО КВАНТОВАНИЯ НА Э1ШРГЖЧЕС1ШЙ CffiJKlP КУЛОНОВСК1Х СОСТОШМЛ В КВМГГОЕОЯ ЯМЕ. В квантовой яме (101) шириной энергетический спектр носителей определяется эффектами размерного квантования, и связанные состояния электрона и дырки обладают рядом характерных особенностей. Неоднородное уширение и стоксов сдвиг экситонной линии люминесценции связывается с флуктуация!,ai шйринн ИЯ. Энергетическое положение нижних уровней размерного квантовашя электронов и .дырок Е^ = = Ъ^ЗГ^/Я ffle (I») L% определяет ширину запрещенной зоны в ГЛ. Локальные изменения ширины КЯ на приводят к изменению ширины запрещенной зоны d£g ~ 2 Ei St^/Lz , пропорциональному \/l\ • Появление стоксова сдвига обусловлено люминесценцией us низкоснергетичееких состояний, связанных с локальными увеличонилмн ¿g •

Особенность проявления мелких примзених состояний в КЯ связана с зависимостью энергии связи'-частииы на пресном центре от его местоположения в квантовой яме /0*/. Если боровекий рада-

ус связанного состояния несколько меньше ¿£ , образуется непрерывный спектр примесных состояний, ширина которого ограничена максимальной энергией связи для примеси, расположенной вблизи центра квантовой ямы, и минимальной для прнкеси на гетеро - . границе.

Для исследования особенностей энергетического оноктра ква-зидвумо^ного экситона и мелкой примеси анализируется влияние магнитного поля на лияинесцанщш КЯ. Спектр низкотемпературной фотолюминесценции структур с квантовыми ямами >

вырашенных методом молекулярно-пучковой эпитаксип, состоит из пика экситона, образованного электроном и тяжелой дыркой из первых подзон размерного квантования, к полосы, связанной с рекомбинацией электрона па мелком акцепторе, обусловленном приест -ствием неконтролируемой примеси углерода с ковднтрадаей «Ю^'слГ®.

3.1. Локализация квазндвумерных экситонов на островкових увелачетшх стринн квантовой ямы. Анализ зависимости пол.ушири-кы и стокссва сдвига лиши экситонной люминесценции относительно пика в спектре возбуждения люминесценции или резонанс -ной частоты контура отражения от итрины КЯв диапазоне - 80* ТЗО А показал, что в исследуемых структурах глубина флуктуаций на превышает постоянной решетки (вставкэ рис.4).

.При увеличении температуры ( Т ^ 20 К) ила плотности возбуждения ( \а/ > 10 Вт/см^1) наблюдалось уменьшение и максимум линии начинал соответствовать излучению из-средней ширины КЯ ¿.^ . Такое поведение естественно езязать с активацией или с заполнением локализованных состояний, соответственно. Появление непрерывного спектра локализованных состояний может быть связано только с зависимостью энергии локализации экситона от прост -ранотзенного размера флуктуаций, поскольку их глубина меняется дискретно на один монослой Я0/2 . Положение максимума линии локализованного экситона обусловлено особенностью в плотности состояний, которая определяется характерным размером локализующего зкеитон островка &эцс - Условие локализации экситона можно изменить, уменьшая радиус экситона магнитным полем, приложенным перпендикулярно плоскости квантовых слоев.

Ца рис.4 приведена зависимость положения максимума линии

делокалнзовгшюго зкситона, снятой при \д/ = 80 Вт/см'' (кривая I), и локализованного экситона (кривая 2) от квадрата магнитного поля. Линейная зависимость I хорошо описывается диамагнитным сдвигом квазидвумерного окситона. Максимум линии локализованного зкситона смещается быстрее, отражая уменьшение стоксогн сдвига с ростом поля ( Д на рис.4). Обнаружен- ц, нов уменьшение стоксова сдвига в магнитном поле, сообща говоря, указывает на'делокализацию экситона. Ситуация уникальна, поскольку магнитное полз обычно увеличивает энергию локализации. Так как в КЯ величина локализующего потенциала, т.е.' глубина фдуктуаций,фиксирована для всех островков, флуктуации большого размера обладают большей энергией связи, чем малые флуктуации. Магнитное поле сжимает волновую функцию зкситонав плоскости слоя и создает условия для его локализации в островках меньшего раз-.

мара. Так как Т8ких островков статистически больше, то они и определяют положение максимума линии люминесценции локализованных экситонови, следовательнб, величину стоксова сдвига. Поскольку энергия квантования зкситона как целого в островках возрастает при уменьшении их размера & , это приводит к эффективному уменьшению анергии-локализации зкситона. Зависимость £5(6) , рассчитанная Ал.Л.Эфросом 'в модели, учитывающей Зависимость энар г гии локализации зкситона как целого от Я ,впредположении экспоненциальной функции распределения островков по размерам, показана кривой 3 на рис. 4. Она получена при следуклщх значениях'параметров: М = 0,21 (П0 и <2/азкс-2,5. Обнаруженная зависп -мостъ £5 (В) , связанная с изменением' й^кССв),, доказывает, что экситон локализуется как целее на островковых |луктуациях ширины квантовой ями с чростронстгоннгм размером, превоехг.зядшм в "

Ри с. 4. Зави симо сть эне р-гии максимума (1,2) и величины стоксова сдвига окситон-пой линия излучения от квадрата магнитного поля. Па вставке - схема д-луктуаций . ширины квантовой ямы

2,5 раза » и отот механизм является основным в совершен-

ных структурах с квантовыми ямами при низких температурах.

3.2. Энергетический спектр мелкого акцептора в квантовой яме. В спектре примесной полосы люминесценции КЯ шириной 120 А при изменении интенсивности возбуждения или температуры выделяется два максимума. Длинноволновый пик отвечает максимуму в плотности состояний, который связано акцепторами, расположенными вблизи центра ямы ( Ас. ). где энергия свази слабо меняется при изменении местоположения примеси относительно гетарогранип. Энергия связи Ас > 3° МЭ-Я, возросла почта на iЪ % по сравнению с объемным значением в 6â As за счет влияния станок ямы на волновую фуикшю дырки и созпала с рассчитанной величиной /б35/, показанной на вставке рис.Б. Второй лик проявляется в спектре

при увеличении плотности возбуждения, когда интенсивность люминесценции, обусловленной переходами на Ас , насыщается. Его энергетическое положение соответствует акцепторам, расположенным на интерфейсе (Ai) с энергией связи 12 мэВ. йх проявление в спектре обусловлено увеличением концентрации углерода до <->10*6 см~3 на гетерогранице

GaAs/AeeaAs.

Наиболее ярко различна в положении акцепторов в КЯ проявляется в спектральной зависимости степени циркулярной поляризации рц (6) , возникавшей в магнитном поле за счет тепловой ориентации дырок на зеемановских подуровнях акцептора. На рис.5 приведены зависимости р^Сб) • снятые в спек -трг.щжт положениях примесной полосы, отватащях переходам на

Рис.5. Зависимости степени круговой поляризации Рц (В5 примесной полосы, обусловленной попе ходами-на Ас и Ас в КЯ, АсР в СР и Аг на одиночном гетеропереходе. На вставке -зависимость энергии связи акцептора от местоположения в КЕан-

товой яме; а - &ЗА5 >

6 - .

Дс л АI в КЯ. В них Еыдблчэгся два участка: лшкГ.ного роста 5 насыщения, которые мозшо описать выражениями для поляризации люминесценции, отвечающей переходу зона проводимости - акцептор, в объемном бДА-З тз-типа /7й/:

(3)

где Т - время таыш дырки в основном состоянии акцептора, -время спиновой релаксации дкрек, |И„ - магнетон Бора, 0 -^-фактор дырки на акцепторе, Множитель С определяется вероятностью переходов на разные подуровни дырки и равен 3/2 в случае расщепления акцепторных состояний легких и тяжелых днрок и 5/4 в вырожденном случае.

Пониже ни о симметрии от класса Т^ в объемном до

Т>2с{ ' в КЯ должно приводить к расщепление состояния ^БзД (1~з) на два: •(Бя^СГб) и 'Эз/г СГу^, нижайшее из которых ( Г& ) определяется провмшей момента дырки 3/2. Влияние гетзрограниц на расщепление состояний Ас " Й5«1о Л в квантовой яме о = = 120 А мало, и для них могло принять С - 5/4. Для акцептора, расположенного на гетерогрпнине, расщепление состояний с проекцией момента 3/2 и 1/2 велико по сравнения с магнитными растеплениями, и следует принять С - 3/2. Анализ пакленов зависимостей рцСВ) в слабых полях, проведенный по_ (3) с учетом коэффициентов

, измеренных из степени насидения в сильных нолях. позволил определить ^ -факторы для Дс я : = = -Ю,55±0,05) и = -(0.24+0,05). Величина не сильно обличается от ^А = ~для объемного С'ЗДЗ /8К/. Уменьшение более чем в 2 раза ^ свидетельствует с сильное перестройке волновой функции акцептора на геторогранпцз.

Использование поляризованной люминоотхенции в магнитном поле по контуру полосы, ооусловленной переходом - Аср , в ко-роткопериодной сверхрететке (СР) с, пгаричой барьепов и ям ~ = вц. - л; 15 К показало, что ^ -Фактотз акцептора в СР хк» зависит от местоположения примеси и его величина ~

- -(0,22+0,05) практически совгадяет с в КЯ. В СР г периодом а - ?0 А, пел, как г® будем оосу:гдзть в с^яуглги |»сп'?~

ле, свободные электроны и дырки трехмерны, под. минезоной тяжелых дырок образуются акцепторные состояния с волновой функцией объемного типа, построенной из протяженных состояний СРс моментом 3/2, Подавление влияния размерного квантования на волновую функцию акцептора в СР и объясняет отсутствие спектральной зависимости $се - ■ '

Диализ обнаруженной спектральной зависимости степени насыщения в сильных полях, определяемой коэффициентом Т/^Т+Тз) , и формы кривой рц("В) , показанной для Аср на рис. 5, позволяет заключить, что имеется некоторая зависимость энергетического спектра акцептора от его координаты вдоль оси СР. Полную трэх-мвризашш акцепторных состояний следует олэдать в монослойных СР с аэриодом с1 ^ йв . Наблюдение в слабых полях 2 Тл

участка с рц ^ 0 свидетельствует, по-видимому, о близости к состоянию )Бз/2 (Гб) возбужденного состояния ((¿) , кото-

роз определяет заселенность подуровней основного состояния, обладая ^ -ФактоРом прстив0П0Л0}5Н01'0 знака, как свидетельствуют измерения в объемном бзЛэ /8Н/.

При анализе поляризованной люминесценции мы пренебрвх-али вкладом тепловой ориентации свободных электронов. Он мал вследствие подавления прецессионного механизма спиновой релаксации электронов в слабом продольном магнитно,« поло 8 0,1 Тл (см. последний раздел).

Ми исследовали спектр акцепторных состояний в КЙ, верхняя граница которого определяется энергией связи акцептора в центре ямы и юшюя - на гетеоогранице (сплошная кривая кавставке рис.6). Можно предположить, что существуют связанные состояния дырок из узкозонного материала с акцепторами, расположенными в материале барьера на расстояниях от гатерограницы меньше (штриховая ■ кривая). Поскольку выделить вклад этих состояний на фоне мощного экситонного излучения в 1СЯ на представляется возможным, мы исследовали люминесценцию одиночного гетероперехода.

З.В. Излучите донорно-акцеьторных пар на гетерогранице. I Б сиекгре излучения одиночного гетероперехода &ЬА$/АЁ&&А$ в области краевой лшшрсденции узкозонного материала ма.аду линиями-ояязанних яксионних комплексов и полосой Ъ- А пар на-

блюдалась новая полоса /9*/, максимум которой смешался в коротковолновую сторону на <\> 14 май при увеличении интенсивности возбуждения. Мы наблюдали на этой полосе кинетику послесвечения, характерную для машрииссноЗ туннельной рокомбикациз, и установили, что каждой спектральной точке полоса соответствует фиксированное время йксдоношшальчого спади TJ . С увеличением энергии излучения оно уиеньшЕется от 10 до 0,8 икс. Замедлеш-те кинетики послеевзченпя, обнаруженное в магнитном полз, перпендикулярном плоскости гетврограшгаы, позволило заклртчить, что полоса обусловлена рекомбинандей допоряо-экшпторных пар, расположенных на гетероперехода. Сдвих1 максимума полосы в магнитном поле, который контролировался условием (wax) = const , заметно превосходил сдвиги уровней Ландау или зеемэнсвскпе рзсщзи-лония электронов а дырок, покрывая весь спектральный интервал существования полосы, при минимальных уровнях возбуждения W = = 60 мкБт/сад2, и уменьшался, приближаясь к диамагнитному сдвигу мелкого донора в объемном , при W = 80 мВт/см^.

Поскольку энергия кулоновского взаимодействия в Т)-Д- паре не превосходит энергию срязи более мелкой прима си, т.е. ж oj 5 мэБ, следует предположить, что ширина спектрального диапазона проявления полосы определяется, главным образом, энергетическим спектром акцепторов на геторогранице, протяженность которого может составлять до 10 мзВ, как показано на вставке Проявление этого энергетического спектра связано с заполнением состояний при увеличения интенсивности возбуждения или при подавлении туннелировааил магнитным полем, когда максимум полосы, от вечавший рекомбинации о участием наиболее глубоких акцепторов, расположенных на гетерограннце, начинает определяться акцепторами с меньшей энергией связи, удаленными от интерфейса.

Форма зависимости (6) для полосы рокомбянатти Ъ-А~ пяр сильно изменяется по спектру от показанной на рис.5, снятой на коротковолновом крыле, до близкойк зависимости для перехода Аср , котг;?я проявляется на длинноволновом крыло и отвечает акцепторам, расположенным на гетерогршпце. Ноблл -давшаяся спектральная зависимость рч (В) .управляется измеренной в кпнетчке поелгевеченпя загнсимсстыо вррмэнл г^лзин дщжк я основном состояния агспептора от его энергии связи.

Приведенные в данном разделе результаты опубликованы в статьях /15-27,29,32-35/.

1У. ТРЕШЕРИЗЛЦМЯ ЭКСИТОНА И ЗНЗРГЕТИЧЕСККЙ СПЕКТР НОСИТЕЛЕЙ В КОРОТКОДЕРВДШХ СВЕРлРЕШЗТКАХ. Электронный, спектр периодических структур с чередующимися слоями узкозонного и гапроко-зонного материалов при достаточно больиих ширинах барьеров ¿е,, когда квантовые ямы йоямо рассматривать изолированными, определяется эффектами размерного квантования (в структура -А^агЕ^ойбг Ав при > 60 А). По мере уменьшения волновые-функции носителейзсоседних ямах начинают перекрываться, образуются минвзоны, определяющие движение носителей попе -рек слоев сверхрешатки. Расчет в модели Куояига - Пенни показывает, что в исследуемых свзрхрешеткахс одинаковыми ширинами барьеров ¿6 и ям Сг и периодом ширина минизон для электронов и тяжелых дыроч превышает несколько миллиэлектрон -вольт цри с1 ^ ЮО и 50 X, соответственно.

Трехмеризация, т.е. переход от кзазидвумарного экситона в изолированной квантовой яме к трехмерному экситонув короткопе-риодной СР,в первую очередь, связана с проникновением экситонноЗ волновой функции в соседние квантовые ямы, которое следует ожидать при образовании электронных минизон. Об атом свидетельствует уменьшение энергии связи "гямелого" экситона, отмеченное вСР с периодами Л < 120 1. Энергия связи оценивалась по энергетическому положению возбужденного состояния экситона 23 , коте -рое проявлялось в спектре возбуждения люминесценции /10й/.

Трехмеризация трансляционного движения экситона ожидается в СР с меньшими периодами, где ъозмоизн транспорт во протяженным состояниям тяжелой дырки, определяющей движение центра масс "тяжелого" экситона. Экспериментальные свидетельства блоховского транспорта тяжелых дырок получены в сверхрешотках &ДА$/А£&аА8 с периодом с! = 40 Л, б которых наблюдалось возрастание подвижности фотоиоситедеи перпендикулярно олочм ОР более чел. на поря-» дог по сравнению с СР о & = 60 А/Пк/, 1

4.1. }1родольыо-ноиеречноа расщепление экситона в озерхго-шеткпх. Для тогу, чтобы аккуратно проследить зависимость эксктси-них параметров от периода с«рк-рвгсотки,нами впервые для двушр-

пых систем использована спектроскопия наклонного поляризованного отозвании света.

В наблюдавшихся спектрах отражения СБ, снятых в р-поляри-зэтда при углах падения,близких к углу Брюстерс, домпгатоовино резонансное отражение, ооуслоллепноп экситошшми переходами с участием электрона и тяколой к легкой дырок из первых подзон размерного квантования,которое в несколько раз превышало фоновый коогТгГигнзнт отражения, составлявши доля процента. На вставке ряс.5 сплошной кривой приведен спектр отражения СР с (А = 26 снятый при угле падения, отличающееся на 1,2° от угла Ерюстера.

Форма резонансных кон-

туров анализировалась га основе расчета коэффициента отражения для многослойной гетэроструктуры, проведенного Б.Л.Квченко в модели иптарйе рекциодного отражения, рассматривающей сверхрешетку как однородную среду с эффективной даэлектрической проницаемостью, оп ре де ляе мой следующим виражеотем:

8 (со) - £0 4

я*

Ш/Иццбз,шАг м

\ \1Л 175

\ ч

по

гоо

Ео и

1Т

т

(4)

Рис.б. Продольно-поперечное расщепление "тяжелого" (о ) и "легког'б'' ( + ) экситонов как функция периода сверхрешетки. На вставке - спектр резонансного окситошсго-отрал'.ения СР с периодом 26 А; $ = 73,3°

где £0 - фоновая диэлектрическая проницаемость, индекс б" относится к состояниям экситона с участием тяезлой или легкой дырки, 0)а - резонансная частота, Г - затухание и ^¿т -. продольно-поперечное расщепления экситона.

В рамках отой модели удалось описать наблвдавшяеея возрастание резонансного зкеитокпого вклада и переворот дисаерсионно-го кон-тура при прохождении угла Брюотера. Теоретический спектр, показанннЗ пунктиром на вставке, получен с помощью двух основных подгоночных параметров Г и СОцт Д^ каждого эксетонеого

резонанса. Основной вклад в полуширину дисперсионного контура вносит затухание, а его амплитуда контролируется отношением

0)а-/г.

На рис.С представлена зависимость продольно-поперечного расщепления "тяжелого" (точки) и "легкого(кресты) экситонсв от периода структуры. Отметим, что СО^у пропорциональна силе осциллятора экситонного перехода в пренебрежении полярйтокным эффектом для волн, распространяющихся вдоль оси СР. Это приближение , заведомо применимое для квазидвумерных экситонов в отрук-туре с изолированншли квантовыми ямами, выполняется и для корот-копериодных сверхрешеток, где ^ПСО^у 'Й Г .

Для больших периодов, когда структура представляет собой набор изолированных квантовых ям, наблюдается рост силы осциллятора океитонного перехода, обусловленный увеличением ограничения волновой функции экситона в каждой квантовой яме при уменьшений . Это поведение хорошо согласуется с ходом зависимости продольно-поперечного расщепления экситона, рассчитанной в двумерной модели (штрих-пунктир). При , с1 100 1 происходит ■ резкое изменение зависимости - величина продольно-поперечного расщепления "тяжелого" экситона падает на порядок, что связывается с проникновением волнозой'функции экситонав соседние ямы. Наблвдавшийся спад хорошо коррелирует с теоретической заьиси-ностьв,рассчитанной Ивченко и Кавокинын в модели Кронинга-Пешш I: учитывающей образование электронной мштзоны (оплошная кривая).

Уменьшение продолъно-попарзчиадо расцепления экситона с участием легкой дырки наблвдается в том же диапазоне периодов, и характер обнаруженных немонотонных зависимостей СО^т(с1) совпадает для э^сситонов, образованных из дырок, принадлежащих различным валентным подзонам. Это является прямым доказательством связи еф$акта с'делокалиаапцей волновой'функции относительного движения экситона при образовании электронной киназоныв короткоде-риодних СР. Различие в силах осциллятора "тяжелого" и "легкого" экситонов в изолированных квантовых ямах, какав объемных кристаллах взДз , определяется, главным образом, отношением вероятностей мах иных переходов в центре зоны Бриллюэна из подзон тякэлыхи легких дырок. Их практическое совпадение, обнаруженное -в самих-малых нергоцах,- свидетельствует о сильном смешивании

состояний дырочных минизон и предполагает сущсотвонн.оэ отличие зонной структуры монослойных сворхрегаетон и твердого раствора

№ 6а.

4.2. Влияние мьгнитното поля на транспорт носителей перпендикулярно слоям сверхретзтки, Трехмеризация трансляционного движения экситопа в короткоцериодисй сверхрешетке должна быть связана с образованием дырочной шгшзоны и возмотаюстью дырочного транспорта по протяженным состояниям свэрхрешетки. Для изучения процессов транспорта носителей методам оптической спактроскопии использована структура,в которой расширенная квентовая яма, расположенная в центра короткопериодной сверхреиетки (рис.7), слу -жит местом сбора для коси гелей, фотовозбулщаемых в сверхрешзтке. Интенсивность окситонной люминесценции в СР о периодом 70 оказывается на порядок слабее, чек в расширенно!': квантовой яке, и это различие растет при умакьтс -нт (1 . Поскольку количество электронно-дырочных пар, фотсвоз-бужднамыхвСР, на порядок больше, чемвКЯ, отот факт свидетельствует об амбиполярном тренсиортз носителе?: перпендикулярно слоям СР. При гтом эффективность гранспор-та контролируется подвижностью тяжелых дырок вдоль оси СР.

Приложение магнитного поля, параллельного квантовым слоям, приводило к возгорание экситонной люминесценции и? СР, сопровож давшемуся гашением экситонного реходов в СР с растрепной КЛ I излучения из расширенной кванто- .

вой ямы так, что интенсивность интегральной ркпитошпй дгалшес -ценппи оставалась неизменной. Эффект гаруи'зш'.ч со'олв носктелзЛ в квантовую яг<«у прямо свидетельствует о затедлзнго» 1г»т жор-

Рис.7. Относительное измэ нение интенсивности люминесценции СР под влиянием маг -нитного поля, параллельного сдоям в СР с периодом 49, 43 я 57 Л. На вставке - схема г£е-;

та перпендикулярно слоям сверхрешетка в магнитном поле. В СР с периодом с1 > 70 А наблюдалась монотонная зависимость увеличения интенсивности люминесценции СР, связанная с подавлением транспорта тяжелых дырок по локализованным состояниям и описываемая уменьшенном в магнитном доле интеграла перокрытип волновых функций дырок в соседних квантовых ямах.

В сверхрешетках с (I ^ 50 А эффект носит пороговый но полю характер. Как показано на ри .7, он наблюдается начиная с некоторых полей' В>Вср . Величина сильно зависит от пе-

риода СР. Уменьшение с! на два монослоя вызывает увеличение Вкр б два раза, следующий подобий шаг по периоду приводит к тому, что в полях до 8 Тл эффект на наблюдав :ся. Подобное поведение ожидается яри нарушении транспорта носителей по протяданнкм состояниям СР и переходе к транспорту по локализованным состояниям. Этот оВД.ект, предсказанный Бережковским и Сурисом в 1983 г. /12"/

наступает, когда циклотронная частота становится сравнимой с полушириной минизони Д :

Обнаруженный эффект обусловлен разрушением блоховского транспорта тяжелых дырок в магнитном поле. Характерная циклотронная энергия дырок сравнивается о Д^ , которая в исследуемом диапазоне периодов составляет несколько миллиэлпктронвольт. величина Ё> к.р управляется мшшзонной массой тяжелой дырки (П^., , которая экс юненциально возрастает при увеличении с1 . Ширина электронной минизони при с! = 50 А составляет ~ ТОО мэВ, и нарушение блоховского транспорта электронов должно происходить при Вк;р ^ ¿0 Тл.

Обнаружение транспорт,) тяжелых дырок но протяженным состояниям! позволяет предположить, что в СР с периодом с1 < 50 А трансляционное движение "тяжелого" экситона трехмзризуатся. Это предположение подтверждайся наблюдением в спектре возбуждения лши-насцеиции расширенной квантовой яры острога пика "тяжелого" зк-ситона в СР,

4.3. Оптическая ориентация электронов в сьерхрсиетках. При лежзонном возбуждении вдркулярнс-поляризованннм светом возникает олтччески ориентированные по сотку носители, которые при рекомбинации приводят к поляризованной по кругу люминесценции Шолм поведения поляризованной лгагяшеспештии в магнитных полях юзволил выясшгаь механизмы спиновой релаксанта л послуотл методом для измерения времен жизнь и спиновой релаксации в кристаллах £а Ай /7*/.

Мы приманили спектроскопию оптической ориентации для исследования энергетического спектра электронов в сверхрешетках. Ис -тсльзовгнио сиерхрегетокс расширенной кхантсвой .ямой, в которую эффективно собирается фотоэлектроны из протяженных состояний ЗР, обеспечивает возрастание степени поляризации, контролируемой соотношением времени спиновой релаксации и времаии жизни Ъь/С^в + ^о) . и позволяет селектировать вклады в поляризацию свободных а локализованных электронов, поскольку время пора носителей в квэнтовуп яму примерно на порядок короче лзлучательно-го временн жизни в СР.

Для того, чтобы исключить влияние ориентации свободных дырок,мы исследовали круговую поляризацию фотолюминесценции зона проЕодимоста - акцептор. Б СР с периодом 24 К степень циркулярной поляризации Рц меняется по спектру неоднородно уширенной примесной полосы, возрастая от 4 до 10 % при увеличении энергии излучения.

В магнитном поле, параллельном БОзбугдаюшему свету, наблю-далосъ возрастание Рц до 25 % по ьсему спектру примесной полосы. Зависимость Ру (В) имеет характерный вид кривой насыще -ния с полушириной .-V 80 мТл. Обнаруженное возрастание степени спиновой поляризации фотоэлектронов в классическом продольном магнитном поле объясняется подавлением спиновой релаксации. В объемных кристаллах бзАэ в продольном поле эффективно подавляется прецессионный мзхашзм спиновой релаксации, связанный с рас щеплениек зоны проводимости, пропорциональным кубическим по волновому вектору чдераи /1ох/. По сравнению с кристаллом класса Тс! симметрия сверхрепвткк понижена (класс ), и спиновое расшеплегае зоны проводимости содержит линейный по К вклад

ДЕ= f>k± ( kj. - составляющая волнового век.тора в плоскости квантовой яки). Циклотронное вращение электронов в иоле ¿ II2. приводит к усреднению деполяризующего действия расщепления спиновых ваток,и зависимость продольного времени спиновой релаксации от В« описывается выражением:

—i— - (_£_)<-Jáíe_\. (6)

Эдась циклотронная частота &b/f7)j_c » ífíj. - элективная

масса электронов вдоль слоев, "Ср - время релаксации по им -пульсу. Угловые скобки означают усреднение по стационарной функции распределения фотоэлектронов.

Основным механизмом релаксации электронов по импульсу в специально нелегироиашшх двумерных гетороструктурах является рассеяние на шероховатостях гатерограниц. В этом случае Тр но зависну от энергии,и ei'o величина определяется из полуширины кривой (^(В) , Тр = с. Коэффициент р , определяющий спиновое растепление электронных мшгазон, вычисляется с помощью .(б), и его величина р/А - (]>2)Л0~2 А"2 оказывается близкой к рассчитанной Е..Я.Ивченко в модели Кронига - Пенни о использованием граничных условий, зависящих от спина. Неточность в экспериментальном значении связана с. неопределенностью температуры фотоэлектронов, которая по оценкам лежит в диапазона 4+16 К. Коэффициент А определяет расщепление ~ в зоне проводимости кристалла 6>3/\s /13*/.

Влияние поперечного поля (геометрия фойхта) на ориантаро -ванные спины электронов приводит к деполяризациокному контуру, который оп'^ынаетсг лоронциаиом, определяемым временем мзни спина и частотой ларыоровой прецессии (аффект Ханле), В сверхра-' шатке наблюдается сложный контур деполяризации, который описывается суммой двух лоранцианов с полуширинами, отличающимися более, чем на порядок. Контур с полушириной т 55 мТл сопоставлен с вкладов локализованных ола.аронои, для "которых ожидаются большие времена жизни и спиновой релаксации. Полуширина второго контура 0,0 Тл свидетельствует о гораздо оолее коротких временах "Ц,, , которые контролируются сбором электронов в расширенную яму и cipe-

цассисннш механизмом спиновой релаксации, соответственно. Кроме того, ожидается, что величина ^-фактора электронов из протяженных состояний свврхрешетки близка к пулю, поскольку для эквивалентного твердого раствора Дбо )7^So.g2> As Qe = "">08, а для 6а AS <Je = -0,44 /14*/.

Спектральная зависимость степени круговой поляризации, как поз.азал анализ кривых депеляризадии, снятых по контуру полосы дзлученип, связана с ростом вклада электронов из протыканных состояний в люминесценцию при увеличении энергии излучения. Соот-тошение вкладов локализованных к свободных электронов определяет совершенство исследуемых сверхрешеток. Одномерная локализация зозпякает в результата флуктуапий периода евзрхрешотки. Флуктуации плакарности гетерогргницы приводят к полной локализагаи электрона. Анализ спектральных зависимостей влияния продольного и юперзчного магнитных полей на степснь круговой поляризации по-геолиЛ заключить, что в исследованных образцах сутдаствуе пэпро-жвный хвост локализованных состояний, обусловленный вкладом >боих механизмов.

Приведенные в данном разделе результаты опубликованы в работах /28,dO,31,36-40/.

ОСНОВНЫЕ выводи

1. Обнаруженное явление размерного квантования транслянп-ишого движения экситона в кристаллах, 'проявившееся через-квш-'ованные состояния светоэкситонной дислэрсии, послужило оспозой ;ля создания интерференционной спектроскопии - нового мощного • етода исследования эффектов кристаллооптики с пространственной исперсией, Из спектров размерного квантования сватоэкситояов онхшх монокристаллических пластинок CdS и CdSQ получена дпе-зрсия светоэкситоков и зарегистрированы ее расщепления, не , рэвышающис Ю~5 зВ.

2. Влияний магнитного поля на двснэрсии показателей прелом» ения в окрестности экситояшх резонансов описывается позедени-м магнитоподчритонол. Сильная перестройка дисперсии и проявлен ае новых мэгнитополяритошшх ветвей определяются смешиванием сстояний механического экситона в магнитном поле.'

Нобкй навзаимный магньтооптический аффект- - магнитояццуца-роваиная пространственная дисперсия диэлектрических осей кристалла, определяемый недаагональными компонентами тензора диэлектрической проницаемости, носит резонансный характер и имзет аномально большую величину в области пересечения дисперсий маг-нитополяритонов.

Другой невзаимный магнитооптический эффект обусловлен диа-гоналышми компонентами тензора диэлектрической проницаемости и определяется дополнительным вкладом в показатель преломления, который возникает при движении экситона в магнитном поле.

3. Энергетический спектр квазидвумерного экситоча в области хвоста плотности состояний в повершенных структурах с квантовыми ямами 6аАз /АЕ В& Аз определяется локализацией окситопа как целого на "»стровковых фяуктуациях ширины квантовой ямы глубиной в один-два монослоя и пространственным размером, провышаюцим боровский радиус экситона более чем в 2,5 раза. Этот эффект дает основной вклад в неоднородное ушпрение зкситонной линии при низких температурах.

В квантовой яме образуется полоса связанных состояний дырки на мелком акцепторе в результате зависимости ее энергии связи от местоположения примеси относительно гатерограниц. Ширина "примесной" зоны, проявляющейся в КЯ, ограничена максимальной энергией связи на акцепторах в центре ямы и минимальной - на ак -цепторах, расположенных па гетерогранице. Более мелкие связан -Ныв состояния, обусловленные акцепторами, находящимися в материале барьера на некотором удалении от интерфейса - ¿. , уда -лось идентифицировать в люминесценции одиночного гетероперехода.

4. Образование протяженных состояний в короткопарлодной свархрешатка сопрововдается %Ъ-+Ъ']Ь переходом экситона. Бол-новая функция относительного движения электрона в экситоне трех-мерпзуется при образовании эле :трошшх минизон. Вознчкновение дырочных протяженных состояний приводит к возможности трансляци-опг го движения экситона попзрек слоев сверхрашетга. Экситонная спектроскопия позволила документировать 22)-г 33 иероход при уменьшении периода сверхрешетки.

Фундаментальные характеристики энергетического спектра ко-

роткопериодных сверхрешеток,такие, как линейное по волновому вектору расщепление электронных микизон, и особенности их электронного спектра, связанные слокализацией носителей, прояви -лись при исследовании влияния магнитного поля на поляризац а люминесценции оптически ориентированных по спину электронов.

Совокупность представленных в диссертации результатов показывает, что оптическая спектроскопия размерно-квантованных экситонов позволяет исследовать целый ряд новых фундаменталь -ных язланиВ.

Список работ, вклвчанлых в диссертацию:

Д. Kic-ola-7 7.A., Sbzbirin. E.S., Uraltoev I.H. Anomalous waves and Fabry—Perot nodes of■photo^xcitons (polaritono) in t'iiin semiconducting cryfitalu // Proc. XII Inter. Coni. Phys. Seiiicond., StfrutRarfc, 127'». Р.9Э6-1000.

2. jlieelev V.A., Hazbirin E.S.. Uraltsev I.N. Additional waves and j?abry-Porot interference of photoexoitопз (p-lari-tons) in thin ii-vi crystals // Phys. Stut. Sol. (b). j.975.

Уо1.72, HI, P.i6i-172.

3. Киселев В.A., Разбприк E.C., Уральцев И.Н., Кочерешко

B.JI. Добавочные во.шы и интерференция Феб^и-Перо в области запрещенного экситона в кристаллах А0Вс //ШТ. 1375. T.I7.

C.640-642.

4. Киселев В.А., Макаренко И.В., Резо'ирин Б.С., Уральцев И.Н. Влияние поверхностного погепциалз на фазу экситонной волны /Письма в ЕЭТФ. 197?. Т.2Й, вьп.5. С. 352-355.

5. КисежБ В.А., Макаренко И,В., Разбирян Б.С.. Уральцев И.Н. Размерное квантование экситонов/ФТТ. 1977. T.I9, вып.8. С. 13-18-1355.

6. Кочерешко В.П., Разбирин Б.С., Уральцев И.Н. Перестройка дисперсии светоэкситонов в магнитном поле / Письма в ЯЭТФ. 1378, Т.27, вкп.5. C.2S5-238.

7. Kakcronko Т..У., Uraltsev I.N., Kiaelev V.A. Afiditjonal naves and polariton dispersion in CdS crystals// Phys.Stat,Sol. <b). ХЭ30. Vol.28, V2. Р.773-77У.

8. Кочерешко В.П., Михайлов Г.З., Уральцев II.II. Интерференционные спектры маиштоподярз тонов / ФТТ. 1982. Т.24, вкп.О,-3.2697-2703.

S. Кочерешко В.П., Михайлов Г.В., У вальцов И.Н. Щвктн инверсии магнитного ноля на поляритонахи ФТТ. ISS3. Т.25, bfii.3. 3.7&9-77G.

1С. Изченко И. Л., Кочерешко З.П., Михзйдов Г.В., Уралыгеч 1.Н. Магнитонндушровакнря пространственная дисперсия кристаллов в экептониой области спектра // Письма в ЖЭТВ. 1983. Т. 37. 0.137-ISV1.

11. RoeeXer J., Kocheroshko V,l>., UruXtoev I.H. Dijjol-forbidden traucaission of magnatopolaritOB in CdSe // Fhys. Stsfc. Sol. (b). 1984. Vol.121. P.453-440.

12. Ivchanlco E.L., Kochereshko V.P., IJikhaiXov G.V., Ural-tsev I.K. Resonance magneto-spatial disnerttion ju crystals // Pliys. Stat. Sol. (b), 1984. Vol,121. P.£¿1-230.

. 13. fleimoberger P., Pals J., Boasmaim II., Uraltsev I.H. On the refractive index at 'the oxoiton resonance of highly excited CdS // Phys.Stat.Sol. (b). 19a4. Vol. 121. P. i'X9I-KI9%

14. Kiselev V.A. , Uraltaev I.H., Kalcaronko X.V. Size effect: on poluritons in thin cryutals with porfect interference spectra // Solid State Commun. 1965. Vol.53, K7- P.591-594•

15. Алферов К.И., Копьев П.С., Бор Е.Я., Васильев A.M., Иванов С.В., леденцов If.II., МвЛицер Г..Я., Уральцчв И. II,, Яковлев Д.Р. Собственная и примесная люминесценция в Ga4s - At && Ai' • структурах с квантовыми яадыи/ФШ. j.985. Т. 19, вып.4. С.715-

16. F р Е.Я., Ушанов С.Б., Копьев П.С., Леденцов II.fi., Мелъ-цар Б.Я., Уральцев II.Л., Яковлев Д.Р. Фотолюминесценция квантовых ям 6Мs/AibaAs , выращенных. методом молекулярно-пучко-воИ эпитаксии^ Изв.АН СССР. Сор.физич. 1У85. Т.49, выл.10.

С.1905-1900.

17. Васильев A.M., Леденцов H.II., Копьев П.С., МольцорБ-Я. Уральцев И.Н., Яковлев Д.Р. Квазидвумерные и ,цвлонализоппшш& экоитоны в структурах с квантовыми ятт// Письма вИЗТФ. 1985. Т.41, вып.8. С.343-345.

18. Копьев И.О., Шзльцер Б.Я., Уралъцез И.П., Эфрон Ал.Л., Яковлев Д.Р. Локализация икситонов ь структурах с квантовым/, ямами // Письма в ЬЭИ. IS35. Т. 42, вып.8. С. 1*27-330.

19. Васильев A.M., Копьев II.С., Кочерешко В.П., Леденцов II.Н., Мольцзр Е.Я., Уральцев И.Н., Устинов В.М., Яковлев Д.Р. Собственная люминесценция резкого гетероперехода 6 зДь//$£ бай г //<Ш[\. 1986. Т.20, вып.2. С.353-356.

20. Алферов IE,И., Васильев A.M., Копьев П.С., Кочерешко

B.П., Уральцев И.П., Эфрос Ал. Л., Яковлев Д.Г. Излучатальиал :>е-комбииацця на гетерограниие // Письма в ЕЭТЛ. I9C6. 'Г,43, вып.9,

C.442-444

21. Кор1 ev P.S., Ledontsov МЛ!., BeXtsor В.la., UraXtscv X.J Efroa Al.jj., Yakovlev D.H. Exciton Photoluninoaci/ice ргоЪс- of ii> teri'aco quality in inulti-quantum well structures // Proc, ZVIIX Int. Conf. Phys. Semicond. Stockholm, I«86. Vol.X. P.219-222.

22. копьев П.С., Кочерешко В.П., Уральцев И.II., Яковлев Д. Р Bjuinimo потенциала заряженных примесей на образование окептонов в квантовых ямах// Письма вГЗТФ. 1987. Т.46, вып.2. С.74-77.

23. Копьов П.С., Уральцев H.H., Э$юс Ал. Д., .Яковлев Д.Р., Винокурова A.B. Локализация киазидвумерпих экситонив на остров-Kowjx увеличениях ширины квантовой ямы// ФТП. 1%8. Т.''2, иыи.З t.422-432.

24. Копьзв П.е., Кочсрешко З.П., Уральцев И.Н., ЯкоалевД.Р. Определенно профиля концзнтоаини мелких приме со? методом поляризованной лошшеононгап в структурах о квантовыми ямами // ФТП. 1988. Т.22, вкп.4. С.597-603.

25. Ивченко 13.ji,, Копьов П.С., Кочерешко Б.П., Уральце И.Н., Яковлев Д.?., Иванов С.Б., йельпер Б.Я., КалитиевспиП И.А. Отраженна в зкоитонаой области спектра структуры с одиночной квантовой ямой. Пакленное и нормальное падение света/ ФТИ. 1988. Т.?2, вып.5. С.784-788.

26. Копьев И.О., Кочерешко В.П., Мельцер Б.Я., Уральцев И.Н., Яковлев Д. Р., Люганеегвнцил полупроводниковых структур с квантовыми ямами // Изв.ЛИ ССиР. Сер.физич. 1980. Т. 52,' вып.4. С.753-757.

27. Kop'ov Р.З., Kocheroshko V.P. , Uraltsev I.IT. , Efroa Al.L. Yakovlav D.I5. Donor-interface acceptor pai'r emission in tho abrupt hot его interface // .T.Lwninoscencc. 1980. Vol. 40-41. P. 747-740.

28. Ивченко Е.Л., Копьзв П.С., Кочерешко В.П., Уральцев И.Н., ' Яковлев Д.Р. Оптическая ооиенташя электронов и дырок в полу -проводнмкозых сверхоегаетках// Письма в ЖЭТФ. 1988. Т.47, внн.8.

C. 407-409.

• 2-Э. Kop'ev P.G., Коо'легепЪко V.P,, Uraltsev I.H., ^akovlev

D.R. Recombination ргосеэвзз in GoAs/AlGaAs nalti-quancun well atructur?.s//Lase.v optics of condensed matter. Plenum Ргезз. 1937. P.G7-92-

30. Kop'ev P.3., Kochereshko V.P., Ui„lt3ev I.H., Yakovlev D.'.'l. Exciton interference reflectivity of DUDerlafcticcs and.

uantum we] Is: normal and obiioue jncidence // Proc. XIX Inter, оni. Phy.g. Scmicoud.. Warsaw, 1988. P.433-436..

31. Uraltaev i.i'?., Ivcherio E.L. , Kop'ov P, 3., Kochereohko V.P., Takovlev D.R, Exciton parsneterc and electron miniband structure oi? G;iA'3/A.1Gp"i!3 ouperlatticos // Piiva. Stat. Sol. (b).

т.983. voi.i:;o, кг. p.s73-6?a.

32. Kop'ev P.3., Kochereshko V.P., Uraltsev I,IT., Takovlev fl.H. Circular polarization of impurity luminescence in GaAs -AlGa/.s quantua well;-. // Irat. Phj's. Conf. 1989. Vol.95. P.39-H.

33. P.oseler J., Yakcvlev D.H., Uraltsev I.H., Kop'ev P.3., НэспеЬе.сйег I?.., f-:anr,ko G. Diemagnetic shift of excitons in J.lQ'ia // Acta Physics Polonicn. 1903. Vol.A73, 112. P.331-535.

34. ricinsri; H., Heimeberger Б'., Woggon U. , Uraltsev I.H., Brixhl H.-G, Exiita-cicin ir.tencitrmepfnrlence of AlGaAs-GaAs superlattico photolur.ineboonee // Pbysica Script!. 1937« Vol.35.

P.75-72•

35. Kop'ov P.Д., Uraltsev 1.11., Ustinov V.M., Vasiliev A.M. Heteroirrterface nt~tes of shallow irxuritjes // Inst. Fhys. Conf.. 1988. Vol.J5. P.57-62.

36. 1'vcGcnJ«' K.L,, Kochereshko V.P., Kop'ev P.3., Kosobukbi V.A., Uraltsev Т.Н., i&kovJ.sv D.R. Exciton Longitudlnal-trans-■verss splitting in GaAr/AlGaAs superj-atticea and multiple оu/uv-

turn wells// Solid State Commun..1989, vol.70, H5. P.529-534.

37. Ивченко ЕЛ,, Копьев П.С., Коообукик В.A., Кочерешко В.Я., Уральцев И. Я., Яковлев Д. Р. Спектроскопия полупроводниковых свэрх-решеток /'Изв. АН СССР. Сер.физич. I9ÎJ9. Т. 53, К 9. C.Ï799-I802.

58. Копьев 1I.C., Уральпев К.Н. Энергетический спектр кулоловских состояний в квантовой яме // УШ. 1989. T. J.57, внп.З. С. 545-547.

39. : jp'ov P.S., Sxiris R.A., Uraltsev UT., Vasiliev A.M. Heavy-hole exciton transport 1л short-period siiperlafctidos // Solid State Commun.. 1989. Vol.73, H5-' P.401-404, ■

40. Uraltsev I.N. , Kocherost> о V.P. , Kop'ev P.S., Vasiliev A.M., Yakovlov D.R. Optical phenomena elucidated carrier transport in short-period isuperlattices // Workbook VIII Inter. Coflf. Electronic Properties Two-Dimensional Systems, Grenoble, 1939. P.255-264.

Список цитированной литературы

Iй. Агранович В.И,, Гинзбург Б. Л. Кристаллооптика с учетом пространственней дисперсии и теория акситолов. И.: Наука, 19ь5. С.225.

23t. Гросс Е.ф., Еахарченя Б.П., Константинов О.В. // ФТТ. 1961. Т.З. С.305.

3*. Thomas 0.J., Hopfield J.J. // Phys.Rov..I9GI. Vol. 124. P.657.

4*. Ивченко B.J]'., Селькия А.В. // ЖЭТФ. 1979. T.49. С.933. '

б'4. Eoniestain H., Geachwind S., Devlin О.Й. // Phya.ïiev. Lett.. 1977. Vol.59. P.I5B3. . -

6*. Maooelink W.T. Chans Y.-C., ."lorkoe II.// Phya.Hov.B. 1985. Vol.32. P.5190.

7*. Дьяконов Ы.И., Перель В.И. Оптическая ориентация. JI, : Наука, 1989. С.43.

£3*. Schubert J., Eahl M., Banrert E. // Sprincsr Зег. I9SO. vol.a?, p.557. . .

9*. Y un a Y.U., Mohamned K., Pudensi. M. A,A. ; Marz J.L. // Appl.Phyi.Lett.. 1984. Vol.45. ¥.759.

10й. Cliometter A., bc.mbcrfc В., Deveaud D., Cierot ï., Regre-ny A., Baat ..-d G, /, Europhyo.Lotb.. I9S7. Vol. 4. P. 461.

IIя. Peveaud D,, Shah J., Damon if.G.. I.aabort B., Regrony A. // Ph.yu.Rev.Lott. 198/. Vol.53. Р.2',>И2.

I2K. БерекковскинА.М., Суру.о P.A. //йЭТФ. 1984. T.88. C.I9S.

13*. Никус Г.Е., Tutkob A.H. Оптическая ориентация, jl.: Наука, "989 . С.77.

14*, Vfeisbuan С,, Itenaanix C.//Plryc.Kev.B.I977.Vol.I5.P.ai6.

Р'ПТ ЛШ1Ф, зак .179, тир .120,уч ,-изд л.1,5; 1/П--1990г.,M-Ï305I

Бесплатно