Особенности спектров фотолюминесценции и фотовозбуждения квантовых молекул с D-2 - центрами во внешних электрическом и магнитном полях тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.05 ВАК РФ

На правах рукописи

005055639

Я

РУДИН ВАДИМ АЛЕКСАНДРОВИЧ

ОСОБЕННОСТИ СПЕКТРОВ ФОТОЛЮМИНЕСЦЕНЦИИ И

ФОТОВОЗБУЖДЕНИЯ КВАНТОВЫХ МОЛЕКУЛ С А~ - ЦЕНТРАМИ ВО ВНЕШНИХ ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ И МАГНИТНОМ ПОЛЯХ

Специальность: 01.04.05 - Оптика

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

2 2 НОЯ 2012

САРАНСК-2012

005055639

Работа выполнена на кафедре «Физика» ФГБОУ ВПО «Пензенский государственный университет».

Научный руководитель: доктор физико-математических наук, профессор

Кревчик Владимир Дмитриевич Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук, профессор

Маргулис Виктор Александрович

доктор физико-математических наук, профессор

Браже Рудольф Александрович

Ведущая организация: Марийский государственный университет

Защита состоится "12" декабря 2012 г., в 14м часов, на заседании диссертационного совета Д 212.117.13 ФГБОУ ВПО «Мордовский государственный университет им. Н.П. Огарева» по адресу: 430000, г. Саранск, ул. Большевистская, д. 68, ауд. 243, корпус 2.

С диссертацией можно ознакомиться в научной библиотеке Мордовского государственного университета им Н.П. Огарева, с авторефератом - на сайте университета www.mrsu.ru

Отзывы на автореферат просим направлять по адресу: 430000, г. Саранск, ул. Большевистская, д. 68, Мордовский государственный университет им. Н.П. Огарева, диссертационный совет Д 212.117.13

Автореферат разослан "08" ноября 2012 г.

Ученый секретарь

диссертационного совета Д 212.117.13 кандидат технических наук

С.Д. Шибайкин

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ Актуальпость темы. Развитие техники двойного селективного легирования стимулировало интерес к оптическим свойствам полупроводниковых наноструктур, содержащих Н~- подобные примесные центры и их молекулярные комплексы. Так в настоящее время возможно получение квантовых ям СшЫЛЮаЛь, содержащих стационарные - Л'- и центры [1,2]. В объемных слабокомпепсировашшх полупроводниках такие примесные центры были обнаружены более 40 лет назад (обзор дан в [3]). Было показано [3], что в системе нейтральных и заряженных примесных центров в объемных полупроводниках возможны, в частности, такие формы локализации электронов, как изолированные Н~ - подобные центры и примесные молекулярные комплексы Щ. Последние образуются в следствии роста концентрации нейтральных примесей, когда расстояние между нейтральными атомами становится достаточно малым и носитель заряда (электрон или дырка) обобществляется. При этом энергетический уровень Щ- подобного центра расщепляется из-за обменного взаимодействия. Как оказалось [3], в условиях низких температур с наличием Н~ - подобных центров связаны ряд особенностей в спектрах люминесценции, рассеяние и рекомбинация носителей заряда, а также фотопроводимость Се и <$7 в широкой спектральной области. Интерес к оптическим свойствам полупроводниковых наноструктур с Н2 - подобными примесными центрами обусловлен, прежде всего, новой физической ситуацией, связанной с квантовым размерным эффектом. В этом случае появляются новые возможности для управления термами примесного молекулярного иона, а также спектрами фотолюминесценции (ФЛ) и фотовозбуждепия (ФВ). Особый интерес привлекают к себе квантовые точки (К1) с резонансным и - состоянием - центра, время жизни которого определяется процессом туннельного распада, управляемого с помощью

внешнего электрического, или магнитного поля. С прикладной точки зрения, актуальность исследования оптических свойств КТ с Щ - центрами определяется тем, что такие системы имеют важное значение для разработки новых источников стимулированного излучения на примесных переходах. С другой стороны, при изучении туннельно-связанных КТ (квантовых молекул (КМ)) необходимо учитывать то обстоятельство, что физика и химия электронных процессов в наномасштабах имеют много общего. Это дает возможность рассматривать физику распада Щ- центра с резонансным и — состоянием в КМ с позиций многомерного диссипативного туннелирования, которое может происходить во многих химических реакциях [4]. Важным достоинством использования инстантопных подходов является то, что в сочетании с моделью потенциала нулевого радиуса для -С^ - центра появляется возможность получить основные результаты в аналитической форме, а также учесть влияние электрического и магнитного полей па

спектры ФЛ и ФВ квантовых точек с 01- центрами.

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

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

Задачи диссертапиоопой работы

1. В рамках науки о квантовом туннелировании с диссипацией в одноипстантонном приближении получить аналитические формулы для вероятностей туннелирования в КМ, моделируемой двухъямным

осцилляторным потенциалом при наличии, соответственно, внешнего электрического и магнитного полей с учетом взаимодействия с локальной фопошюй модой среды при конечной температуре.

2. В модели потенциала нулевого радиуса в приближении эффективной массы получить дисперсионные уравнения, описывающие локализованное g - и резонансное и - состояния Щ- центра в КТ с параболическим потенциалом копфайпмента при наличии внешнего электрического поля и днссипативиого туннелирования. Исследовать зависимость энергии связи симметричного локализованного g - состояния, средней энергии связи антисимметричного резонансного и -

состояпия и величины расщепления между g- и и - термами -02 - центра в КТ от величины напряженности внешнего электрического поля и параметров диссипативного туннелирования.

3. В диполыюм приближении рассчитать вероятность ФЛ, связанной с излучателышм переходом электрона с резонансного и -состояпия в локализованное g- состояние цешра в КТ во внешнем электрическом поле. Исследовать влияние внешнего электрического поля и параметров диссипативпош туннелирования на спектральную зависимость вероятности ФЛ квантовой точки.

4. Методом потенциала нулевого радиуса в приближении эффективной массы исследовать влияние внешнего магнитного поля и диссипативного тунпелирования па средшою энергию связи резонапеного и -состояпия и уширение резонансного уровня - цешра в КТ с параболическим потепциалом копфайпмепта.

5. Получить аналитическую формулу для вероятности ФВ Щ -центра, связанного с оптическим переходом электрона с локализованного g-состояния в резонансное и - состояние центра в КТ при наличии внешнего магнитного поля. Исследовать зависимость спектра ФВ от

величины внешнего магнитного поля и параметров диссипативного тунпелирования.

Научная повизоа полученных результатов

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

центра. Найдено, что с ростом электрического поля растет величина расщепления между g- и и - термами, что связано с уменьшением средней энергии связи резонансного к - состояпия Щ- центра в КТ. Выявлена достаточно высокая чувствительность времени жизни резонансного и -состояния к параметрам диссипативного туннелирования: с ростом температуры и частоты фононной моды время жизни резонансного и -состояния уменьшается за счет увеличения вероятности диссипативного туннелирования; увеличение константы взаимодействия с контактной средой приводит к значительному росту времени жизни из-за блокировки туннельного распада. Найдено, что отличительной особенностью термов ¿>2 - центра с резонансным и - состоянием является отсутствие точки вырождения.

2. В дипольпом приближении рассчитана вероятность ФЛ, связанной с излучательпым переходом электрона с резонансного и -

состояния в локализованное g - состояние Щ— центра в КТ при наличии внешнего электрического ноля. Найдено, что кривая зависимости вероятности ФЛ от напряженности внешнего электрического поля содержит два пика. Больший пик соответствует ФЛ с энергией излучаемого фотона равной средпей энергии оптического перехода электрона из резонансного к -состояния в локализованное g - состояние -02 - центра. Метший пик появляется при напряженности поля Ес при которой вероятность диссипативного туннелировапия имеет максимум, т.е. когда исходно асимметричный двухъямный осцилляторный потенциал КМ становится симметричным. Установлено, что когда средняя энергия оптического перехода определяется величиной Ес, то имеет место своеобразный резопанс: два пика объединяются в один и величина вероятности ФЛ в результирующем пике возрастает-, более чем на два порядка. Показано, что вероятность ФЛ и уширение резонансного уровня эффективно модулируются такими параметрами диссипативпого туннелирования, как температура и константа взаимодействия электрона с контактной средой.

3. В модели потенциала пулевого радиуса в приближении эффективной массы получены дисперсионные уравнения электрона, связанного на Щ- центре с локализованным £ - и резонансным и -состоящими при наличии внешнего магнитного поля. Исследована зависимость средней энергии связи резонансного и - состояния, а также ширины резонансного уровня от расстояния между О0 - центрами, величины внешнего магнитного поля и параметров диссипативпого тупнелировапия дня случая симметричного расположения молекулярного иопа ¿>2 относительно центра КТ. Показано, что с ростом расстояния между - центрами ширина резонансного уровня увеличивается из-за ослабления обменного взаимодействия между £>° - центрами. Найдено, что магнитное поле оказывает стабилизирующее действие на резонансное и - состояние за

счет сжатия -02 - орбитали в радиальной плоскости КТ и «вымораживания» туннельного распада.

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

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

Практическая ценность работы

1. Развитая теория ФЛ, связанной с излучательным переходом электрона с резонансного и - состояния О'- центра в локализованное g — состояние в КТ при наличии внешнего электрического поля может быть использована при разработке источников электромагнитного излучения терагерцового диапазона частот.

2. Развитая теория ФВ Е>~г- центра с резонансным и - состоянием в КТ при наличии диссипативного туннелирования во внешнем магнитном поле может быть использована при разработке фотоприемников ИК-излучепия с управляемой чувствительностью.

Осповпые научные положения, выпосимые па защиту

1. Наличие диссипативпого туинелировапия в КТ приводит к более высокой чувствительности средней энергии связи резонансного и -состояния к изменению внешнего электрического поля в сравнении с энергией локализованного £ - состояния £>2 - центра.

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

3. В зависимости вероятности ФЛ квантовой точки с центром от внешпего электрического поля возможен эффект резонанса, имеющий место, когда средняя энергия оптического перехода определяется величиной впешнего поля, при которой двухъямный осцилляторный потенциал КМ становится симметричным.

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

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

9

Апробация работы. Осповные результаты работы докладывались иа X и XII Всероссийских молодежных конференциях по физике полупроводников и наноструктур, полупроводниковой, опто- и напоэлектронике (Санкт-Петербург, 2008 г., 2010 г.); на VII-XI Всероссийских конференциях с элементами молодёжной научной школы «Материалы нано-, микро-, опгоэлекгроники и волоконной оптики: физические свойства и применение» (Саранск, 2008 - 2012 it.); на П научно-технической конференции «Методы создания, исследования микро-, наносистем и экономические аспекты микро-, наноэлекгроники» (Пенза, 2009 г.); на V Международной научно-технической конференции «Фундаментальные и прикладные проблемы физики» (Саранск, 2009 г.); на конференции - конкурсе молодых физиков (Москва, 2011); на XV Международной конференции «Опто-, наноэлекгроника, нанотехнологии и микросистемы» (Ульяновск, 2012 г.)

Личный вклад Основные теоретические положения диссертации разработаны совместно с профессором В.Д. Кревчиком. Конкретные расчеты и апализ результатов проведены автором самостоятельно. Ряд результатов, вошедших в диссертацию, получен в соавторстве с Семеновым М.Б., Груниным А.Б. и Калининым E.H., которым автор благодарен за плодотворное сотрудничество.

Публикации По результатам исследований, проведенных в рамках диссертационной работы, опубликовано 8 работ, из них 3 - статьи в рецензируемых журналах, входящих в список изданий, рекомендованных ВАК РФ.

Структура и объем диссертации Диссертационная работа состоит из введения, трех глав, заключения, списка цитируемой литературы. Диссертация содержит 139 страниц текста, включая 31 рисунок. Список литературы включает 140 наименований.

Краткое содсржапис работы

Во введении к диссертации обоснована актуальность темы, сформулированы цель и задачи диссертационной работы, ее научная повизна, практическая значимость и основные положения, выносимые на защиту.

Первая глава диссертации посвящена теоретическому исследованию влияния внешпего электрического поля и диссипативного туннелирования на энергетический спектр Щ- центра с резонансным и - состоянием в КМ, моделируемой двухъямпым осцилляторным потенциалом. Двухцешровой потенциал моделировался суперпозицией потенциалов нулевого радиуса одинаковой мощности. Рассмотрено симметричное расположение молекулярного иона Щ относительно центра КТ в ее радиальной плоскости. Вектор напряжешюсти внешнего электрического поля направлен вдоль координаты тушгелирования. В разделе 1.2 получено аналитическое решение для одноинстаптонпого действия в константе скорости туннельного распада с точностью до предэкспоненциалыюго фактора для случая двухъямного оецшшггорного потенциала при наличии внешнего электрического поля. Исследование полевой зависимости вероятности диссипативного туппелирования показало, что при определенном значении напряженности внешпего электрического поля исходно асимметричный двухъямный осцилляторпый потенциал становится симметричпым, что приводит к появлению пика в предокспонепциалыюм факторе и в константе скорости туннельного распада. В рамках модели потенциала нулевого радиуса в приближении эффективной массы получены дисперсионные уравнения, описывающие локализованное g- и резонансное и - состояния Щ- центра в КТ при наличии внешнего электрического поля (раздел 1.3). Необходимо отметить, что энергия связи и - состояпия в рассматриваемом случае является комплексной. Ее действительная часть определяет среднюю энергию связи резонансного и - состояния Еи, а удвоенная мнимая часть -уширение соответствующего энергетического уровня. На рис. 1 приведены

результаты численного анализа полученных дисперсионных уравнений для /иЗЬ КТ (раздел 1.4). Из рис.1 видно, что в электрическом поле величина

расщепления между и и -термами АЕ^ увеличивается (см. кривую 3), что связано с уменьшением средней энергии связи резонансного и - состояния .О, - цетра в КТ (см. кривую 2) из-за наличия туннельного распада, электронной поляризации и штарковского сдвига энергии, а также слабой чувствительности энергии связи локализованного § - состояния к изменению внешнего электрического поля (сравн. кривые 1 и 2). На рис. 2 представлена зависимость уширепия АЕи энергетического уровня резонансного и состояния ££-центра от расстояния Я\г между £>° -центрами в КТ при наличии внешнего электрического поля. Можно видеть, что с ростом Ли величина Д£„ растет (АЕи~Ь/т), т.е. уменьшается время жизни т резонансного и - состояния вследствие ослабления обменного взаимодействия между ЕР-центрами. Видно также, что с ростом температуры и частоты фоноппой моды (параметры с* и е\ соответственно) время жизни резопапсного и — состояния уменьшается за счет увеличения вероятности диссипативного туннелировапия. Увеличение константы взаимодействия электрона с контактной средой (параметр £*) приводит к блокировке туннельного распада и, как следствие, к росту т. Таким образом, выявлена достаточно высокая чувствительность времени жизни резонансного и - состояния Д -центра к величине внешнего электрического поля и параметрам диссипативного туннелирования, что имеет важное значение доя управления вероятностью ФЛ квантовой точки, связанной с излучательным переходом электрона с резонансного и - состояния в локализованное £ - состояние Щ-цептра.

лпВ

1,5

1.0

0,5

8,8

Е..кВ/ем

У .6 ю

Рис. 1. Зависимость энергии связи локализованного § - состояния (кривая

1), средней энергии связи Еи резонансного и -состояния (кривая 2) и расщепления ДЕ (кривая 3) между и

и-термами 1Хг - центра от величины напряженное™ внешнего аиекгрического поля Е„ при я0 = 80 нм - радиус КТ, [/„ = 0.2эВ - амплшуда удерживающего потенциала КТ.

Рис. 2. Зависимость уширепия АЕи энергетического уровня и - состояния центра в КТ от расстояния Нп между

О0-

центрами при

Я0=80/ш,

8.3 кВ/см

для

и„ = 0.2эВ,

различных значений параметров диссипативпого гуинелирования (в единицах эффекгивной боровской энергии

Е„), ет = кТ/Е„, ес=ь4С1Е„ (С-константа взаимодействия с кошжпюй средой), е\ = Ьсо1!Ел {юь- частота фоногшой моды):

1 - ет = \, 4=1, е\ =1,

2 - £•* =1, е'с =1, £¡=0,5,

3 - в^ = 2, е'с =1, е\ =1, 4- е*т = 1, ес =3,

Вторая глава диссертации посвящена теоретическому исследованию влияния внешнего электрического поля на вероятность ФЛ квантовой точки, содержащей центр с резонансным и - состоянием при наличии

диссипативпого туннелирования. В дипольиом приближении рассчитана вероятность ФЛ с учетом плотности конечных состояний излучаемых фотонов (раздел 2.2). На рис. 3 приведена зависимость вероятности ФЛ квантовой точки (в относительных единицах) от напряженности внешнего электрического поля, для различных значений энергии излучаемого фотона (раздел 2.3). На представленных кривых 1 и 3 больший пик появляется в том

случае, когда энергия излучаемого фотона становится сравнимой со средней энергией оптического перехода, которая зависит от величины внешнего электрического поля.

оти ед.

8,2 8,4 S ,6 8.8 Р..,кВ-'см

Pgi. оти. ед.

10

Рис. 3. Зависимость вероятности 1'гм ФЛ квантовой точки с Э~г-центром от величины

напряженности внешнего

электрического поля Е0 при Л0=80 им, ио = 0.2эВ, е'Т=\, ес=1, ¿\ = 1 для различных

значении энергии фотона Йсо (мэву. 1 - 6.78, 2- 7.11, 3 - 7.29.

излучаемого

Рис. 4. Спектральная зависимость вероятности Р ФЛ квантовой

точки с Dl - центром при R0 = 80 /ш, U0 = 0.2эВ, е*=\, е'с=\, в\ = 1 для различных значений напряженности впешнего электрического поля Е0 (кВ/см): 1-8,

2-8.4,

3-8.5.

7,2 7,8 8,4 %а\мэВ

Меньший пик появляется при напряженности поля Ес =(ц)-Ь0)т*а$ /(2|е|,

(®0 -частота осцилляторного потенциала вдоль координаты туннелирования; а0 и 60 - коордшшты минимумов двухъямного осцилляторного потенциала; т* - эффективная масса электрона) при котором исходно асимметричный двухъямный осцилляторный потенциал КМ становится симметричным, что приводит к появлению максимума на полевой зависимости вероятности

диссииативного туниелирования. В случае, когда средняя энергия

оптического перехода определяется величиной Ес, то имеет место своеобразный резонанс (см. кривую 2 на рис.3): два пика объединяются в один и величина вероятности ФЛ в результирующем пике возрастает более чем па два порядка.

Рис. 5. Спектральная зависимость вероятности Р ФЛ квантовой точки с£>-- центром при До=80 нм, и„=02эВ во внешнем электрическом ноле Е„ = 8.4 кВ / см дая различных значений параметров диссипагивного туниелирования:

1- е'т = 1, ес. = 1, е\ = 1,

2- е'т = 1, г£ = 1, в\ = 0,5,

3- е'т = 2, ес =1, £■* =1,

4- е* =1, е-* =3, = 1 ■

7.2 7.8 &4

Ьм.мэВ

В разделе 2.4 исследована спектральная зависимость вероятности ФЛ для различных значений напряженности внешнего электрического поля. Смещение максимума вероятности ФЛ квантовой точки с ростом напряженности внешнего электрического поля (см. рис. 4) обусловлено соответствующим ростом величины расщепления между g- и и - термами

(см. кривую 3 на рис. 1). Тушение ФЛ с ростом Ео может быть связано с уменьшением перекрытия волновых функций электрона в локализованном g- и резонансном и - состоянии 02- центра. Из рис. 5 видно, что

15

вероятность ФЛ квантовой точки эффективно модулируется такими параметрами диссипативного туннелирования, как температура и константа взаимодействия с контактной средой: с ростом температуры (параметр ет) возрастает вероятность диссипативного туннелирования, в результате чего уменьшается время жизни резонансного и - состояпия (см. кривую 3 на рис. 5); увеличение константы взаимодействия электрона с контактной средой (параметр с*) приводит к блокировке туннельного распада, что сопровождается ростом величины т и соответствующим уменьшением Г&,и (см. кривую 4 па рис.5).

Третья глава диссертации посвящена теоретическому исследованию процесса ФВ -центра, связанного с оптическим переходом электрона с локализованного g - состояпия в резонансное и - состояние в КТ во внешнем магнитном поле при наличии диссипативного туннелирования. Внешнее магнитное поле В направлено перпендикулярно к координате тупнелирования. Расчет вероятности диссипативного туннелирования выполнен в одноинстантонном приближении с учетом локальной фоношюй моды среды с использованием процедуры перенормировки осцилляторных термов во внешнем магнитном поле (раздел 3.2). В разделе 3.3 в рамках тех же модельных представлений, которые использовались в главе 1, получены дисперсионные уравнения, описывающие локализованное g - и резонансное и - состояния центра в КТ во внешнем магнитном поле. В разделе 3.3 также исследовано влияние внешнего магнитного поля и диссипативного туннелирования на среднюю энергию связи резонансного и - состояпия ЕиВ и ширину АЕ^ резонансного уровня. Из рис. 6 и 7 видно, что с ростом расстояния между -О0 - центрами ширина резонансного уровпя увеличивается (см. рис. 7) из-за ослабления обменного взаимодействия между центрами. Видно также (сравн. кривые 1' и 2' иа рис. 6), что магнитное поле оказывает стабилизирующее действие на резонансное и - состояние за счет

сжатия 02 - орбитшш в радиальной плоскости КТ и уменьшения вероятности

туннельного распада (сравн. кривые 1 и 2 на рис. 7). В разделе 3.4 в

дипольном приближении получена аналитическая формула для вероятности

ФВ £г-центра в КТ при наличии внешнего магнитного поля.

Рис. 6. Зависимость средней энергии связи ЕиВ резонансного и-состояния и энергии связи

Е локализованного я-состояния

е

IX- центра от расстояния р12 между ^-центрами в радиальной плоскости КТ (кривые 1', 2' - и-терм; 1, 2 - g-тepм) при С/0 = 0,4

эВ; Л,, = 75нм;

ег = 1

для

= 1; е=1;

различных значении магнитной индукции В (Тл). 1, - 6; 2, 2' - 0.

Рис. 7. Зависимость уширения

АЕ,„

уровня резонансного

состояния от расстояния р12 между 1)°-цоп1рами в радиальной плоскости КТ при [/0 =0,4 эВ; /¿0 = 75 нм; с]. = 1; = 1; е'с = 1 для различных значений магнитной индукции В (Тл): 1 - 0; 2 - 6.

Па рис. 8 показано влияние внешнего магнитного поля на спектральную зависимость вероятности ФВ А - центра с резонансным и - состоянием в КТ (раздел 3.5). Как видно из рис. 8, спектр ФВ Щ- центра представляет

s зоо

собой полосу, граница которой смещается в красную область спектра с

ростом величины внешнего магнитного поля (сравн. кривые 1 и 2 на рис. 8),

что обусловлено соответствующим уменьшением величины расщепления

между g-а и -термами. Из рис. 9а, б, в видно, что параметры диссипативного

туннелирования оказывают существенное влияние на положение края

полосы ФВ. Действительно, с ростом температуры и частоты фононной моды

(параметры е*т и е\ соответственно) край полосы ФВ сдвигается в

длинноволновую область спектра (сравн. кривые 1 и 2 на рис. 9а и 96) за счет

уменьшения средней энергии связи резонансного и - состояния, а с ростом

константы взаимодействия с контактной средой (параметр ес ) сдвиг

происходит в коротковолновую область спектра вследствие блокировки

туннельного распада и соответствующего увеличения ЕиВ.

Рис. 8. Влияние внешнего магнитного поля на спектральную зависимость

вероятности ФВ D~2- центра (в относительных единицах) с резонансным u-состоянием в КТ при Uй = 0,4 эВ; R0 = 75 нм; рп = 20 нм; е*т =1; е\ =1; г;*, = 1 для различных значений В (Тл): 1-0; 2-6.

8 9 10 U 12 13

h«, mîB

На рис. 10 представлена зависимость вероятности ФВ D2 ~ центра в КТ от величины внешнего магнитного поля для различных значений параметра s*T и амплитуды удерживающего потенциала U0. Можно видеть, что на кривой приведенной зависимости содержится пик, который появляется, когда энергия фотона становится сравнимой со средней энергией оптического перехода. На положение пика, как видно из рис. 10, влияет параметр £/0, с уменьшением которого пик сдвигается в область меньших значений В, поскольку уменьшается величина расщепления между g- и и - термами (сравн. кривые 1 и 2 на рис. 10). Вариация параметров диссипативного

18

туниелироваиия ет и е1 приводит к существенному изменению величины вероятности ФВ, что связано с соответствующим изменением средней энергаи связи резонансного и - состояния центра.

10 1\ hm,M)B

150 1113

75 37.5

Рис. 9. Влияние параметров диссинативнош туннелированяя на спектральную зависимость вероятности ФВ О^- центра с резонансным и-состоянием в КТ при £/0 = 0,4 эВ; Я0 = 75 нм; рп = 20 нм; В = 0: 1-е'г=1; е\ =1; ес=\; 2: а- 6Т =2; е\ =1; е*с =1. б - ст =1; е[ =0,3; «¿=1-е- ег =1; е\ =1; ес =3-

Рис. 10. Зависимость вероятности ФВ центра с резонансным и-состояиием в КТ от величины внешнего магнитного поля при R0 =75 нм; рп = 18 нм; hœ = 10.8 мэВ для различных значений параметра s* и амшшгуды удерживающего потенциала U0 : \-s'T-l-, sî=l; е'с=1; ¡У0 ^0,4эВ;

2-е* =1; е\ =1; е"с = 1; U0 -0,35эВ;

3-4 = 0,25; «■*=!; 4 = 1; и, = 0,4эВ.

».Та

Осповиыс результаты и выводы

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

2. Теоретически исследовано влияние внешнего электрического поля на вероятность ФЛ квантовой точки, связанной с излучательным

переходом электрона с резонансного и - состояния в локализованное g -состояние Пг - центра. Найдено, что на кривой зависимости вероятности ФЛ от напряженности внешнего электрического поля содержатся два пика: больший пик соответствует ФЛ с энергией излучаемого фотона равной средней энергии оптического перехода из резонансного к - состояния в локализованное состояпие Е>г - центра; метший пик появляется при напряженности поля Ес при которой исходно асимметричный двухъямный осцилляторпый потенциал КМ становится симметричным, что в свою очередь приводит к появлению максимума па полевой зависимости вероятности диссипативного тушюлировапия. Показано, что в случае, когда средняя энергия оптического перехода определяется величиной Ес, то имеет место своеобразный резопаис: два пика объединяются в один и величина вероятности ФЛ в результирующем пике возрастает более чем на два порядка. Установлено, что вероятность ФЛ эффективно модулируется такими параметрами диссипативного туннелировапия, как температура и константа взаимодействия электропа с контактной средой.

3. Теоретически исследовано влияние магнитного поля и диссипативного тупнелирования на спектр ФВ В~2 - центра, связанного с оптическим переходом электропа с локализованного g- состояния в резонансное и- состояние в КТ с параболическим потенциалом конфайпменга. Методом потенциала пулевого радиуса в сочетапии с одноинстаптонпым приближением исследовано влияние внешнего магнитного поля и диссипагивпого тунпелирования па среднюю энергию связи резонансного и- состояния и ширину резонансного уровня. Показано, что магнитное поле оказывает стабилизирующее действие на резонансное и-состояние за счет сжатия К- орбитали в радиальной плоскости КТ и уменьшения вероятности туннельного распада. Найдено, что спектр ФВ и г -центра представляет собой полосу, граница которой смещается в длинноволновую область спектра с ростом величины внешнего магнитного

поля, что обусловлено соответствующим уменьшением величины расщепления между g- и и - термами. Показано, что параметры диссипативного туннелирования оказывают существенное влияние на положение края полосы ФВ: с ростом температуры и частоты фононной моды край полосы ФВ сдвигается в длинноволновую область спектра за счет уменьшения средней энергии связи резонансного и- состояния, а с ростом константы взаимодействия с контактной средой - в коротковолновую область спектра вследствие блокировки туннельного распада. Найдено, что на кривой зависимости вероятности ФВ - центра от величины внешнего магнитного поля содержится ник, который появляется когда энергия фотона становится сравнимой со средней энергией оптического перехода. Установлено, что на положение пика влияет величина амплитуды удерживающего потенциала KT, с уменьшением которой пик сдвигается в область слабого поля из-за уменьшения величины расщепления между g- и и - термами.

Цитируемая литература

1. Иванов Ю.Л. Зависимость энергии активации А(+) -центров от ширины кантовых ям в структурах GaAs/AlGaAs/ Иванов Ю.Л., Петров П.В., Тонких A.A., Цырлин Г.Э., Устинов В.И.//ФТП. - 2003.-t.37,- №9. - С. 1114 -1116.

2. Huant S. Two - Dimensional D(-) - Centers/ Huant S., Najda S.P., EtienneB.//PhysRev.Lett. - 1990,- v.65. -№12. -p.1486- 1489.

3. Гершепзоп E.M. Примесные H(-) - подобные центры и обусловленные ими молекулярные комплексы в полупроводниках/ Гершензон Е.М., Мельников А.П., Рабинович Р.И., Серебрякова H.A. // УФН. -1980. - т. 132. - №2. - С.353 - 378.

4. Benderskii V.A. Effect of molecular motion on low - temperature and other anomalously fast chemical reactions in the solid phase/ Benderskii V.A. , Goldanskii V.Y. , Ovchinnikov A.A.// Chem. Phys Lett. - 1980,- v.73. - №3. -p.492 - 495.

Основные публикации но теме диссертации

1. Рудин В.А. Наблюдаемые двумерные туннельные бифуркации во внешнем электрическом поле/ Кревчик В.Д., Жуковский В.Ч., Дахповскнй Ю.И., Горшков О.Н., Семенов М.Б., Смирнов Ю.Г., Чупрунов Е.В., Скпбицкая Н.Ю., Кревчик П.В., Филатов Д.О., Антонов Д.А., Лапшина М.А., Шспипа М.Е., К Ямамото, Рудии В.А// Вестник МГУ. Сер. 3 (Физика. Астрономия). - 2009. - № 5. - С. 3-8.

2. Рудин В.А. Особенности двумерных туннельных бифуркаций в условиях внешнего электрического поля / Жуковский В.Ч., Горшков О.Н., Кревчик В.Д., Семенов М.Б., Смирнов Ю.Г., Чупрунов Е.В., Рудии RA., Кревчик П.В, Филатов Д.О, А шопов ДА, Лапшипа М.А., Шспипа М.Е., Ямамото К // Известия высших учебных заведений. Поволжский регион. Физико-математические пауки. - 2009. - №2. - С. 80-88.

3. Рудип В. А. Фотолюминесценция квантовой молекулы с резонансным и -состоянием D2(-) - центра во впешпем электрическом поле при наличии диссипативного туниелировапия./ Кревчик В. Д., Групип А. Б., Рудии В. А.// Известия высших учебных заведений. Поволжский регион. Физико-математические пауки. - 2012 - №3 (23) -С. 154-161.

4. Рудин В.А. Наблюдаемые 2D - туннельные бифуркации в системе совмещенного АСМ/СТМ/ Кревчик В.Д., Семенов М.Б., Скибицкая Н.Ю., Кревчик II.В., Губила С.Л., Рудин В.А// Труды П научно-технической конференции «Методы создания, исследования микро-, наносистем и экономические аспекты микро-, напоэлектроники», г. Пепза - 2009. -С. 143-148.

5. Рудин В.А. Управляемое диссипативное туннелирование. Туннельный транспорт в низкоразмерных системах, Гл. III, раздел Ш. 5 (монография)/ Кревчик В.Д., Арынгазин А.К., Бендерский В.А., Дахповский Ю.И.,

X. Деккер, Овчинников Ю.Н., Семенов М.Б., К. Ямамото, Тернов А.И.// Москва, Изд-во: Физматлит. - 2011. - С. 288-295.

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

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

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

Подписано к печати 7.11.2012 г. Формат 60x84 1/16 Бумага ксероксная. Печать методом ризографии. Усл. печ. л 0,9. Тираж 100 экз. Заказ № 640.

Отпечатано с готового оригинал-макета в типографии ИП Поповой М.Г. Пенза, ул. Московская, 74, к. 211, тел. 56-25-09.

Введение.

Глава 1 Термы примесного молекулярного иона Щ с резонансными и — состоянием в квантовой точке во внешнем электрическом поле

1.1 Введение.

1.2 Особенности диссипативного туннелирования в квантовой молекуле во внешнем электрическом поле.

1.3 Дисперсионное уравнение, описывающее локализованное g- и резонансное и - состояния Д - центра при наличии внешнего электрического поля.

1.4 Зависимость средней энергии связи резонансного и - состояния и ширины резонансного уровня Д - центра в квантовой точке от величины внешнего электрического поля и параметров диссипативного туннелирования.

Выводы к главе 1.

Глава 2 Влияние электрического поля на фотолюминесценцию квантовой точки с А - центром в условиях диссипативного туннелирования

2.1 Введение.

2.2 Расчёт вероятности фотолюминесценции для квантовой точки с резонансным и - состоянием Д- центра во внешнем электрическом поле.

2.3 Зависимость вероятности фотолюминесценции квантовой точки сД"-центром от напряженности внешнего электрического поля.

2.4 Спектральная зависимость вероятности фотолюминесценции квантовой точки с Д - центром при наличии внешнего электрического поля и диссипативного туннелирования.

Выводы к главе 2.

Глава 3 Особенности спектра фотовозбуяедения А - центра с резонансным и - состоянием в квантовой точке во внешнем магнитном поле

3.1 Введение.

3.2 Диссипативное туннелирование в квантовой молекуле при наличии внешнего магнитного поля.

3.3 Влияние магнитного поля и диссипативного туннелирования на среднюю энергию связи резонансного и - состояния и ширину резонансного уровня.

3.4 Расчет вероятности фотовозбуждения Д~- центра с резонансным и -состоянием в квантовой точке при наличии внешнего магнитного поля.

3.5 Спектральная зависимость вероятности фото возбуждения d~- центра и ее зависимость от величины внешнего магнитного поля и параметров диссипативного туннелирования.

Выводы к главе 3.

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

Л Г

1.0

0.» и с

•з

1= 0.6 к с 0.4

0.2

0.0 а п V

1.520 1.525 1.530

Energy, eV

535

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

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

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

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

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

1.0

0.5

0.0 и к 3 4

С о с

1.0

0.5

0.0 1.0

0.5

0.0

Е-

1,520

1.525

1,516

-1 ь \ А '' V

1.5:5 1

1 530 1.535 ь

1.530 х

1.340 I

5:0 1.524 Нпегцу» еУ

528

1.5.12

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

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

Н 5.0

0.0

7 *

JII1Iзи | ^

30 35 -10

10 15 20 25 Г, К

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

7/13/2009 \ЛО 5 шш

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

Е. эВ

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

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

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

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

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

5000 [ !|

1, •

4000 - ' )

Бнзкситон ,

1 ! !

3000 » ,

I Экснтон ' „„ . у \„

2000-"" . . " " ~ " /. " "" "" 2

1.65 1.70 £, эВ

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

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

В работе [64] проведены магнитооптические исследования гетероструктур с квантовыми точками II типа 1п8Ь в матрице 1пАб, выращенных методом молекулярно-пучковой эпитаксии. Обнаружено необычное поведение магнитофотолюминесценции из квантовых точек, измеренной в геометрии Фарадея, в образцах с множественными плоскостями квантовых точек. В частности, пик с а~- поляризацией, отвечающей оптическим переходам электронов с £=+1/2, имеет большую энергию, чем сг+ - пик, соответствующий 5 = -1/2, что противоречит отрицательной величине электронного g-фaктopa как в матрице 1пАз, так и в квантовой точке ГпБЬ. Эффект объясняется соревнованием двух каналов излучательной рекомбинации, различающихся начальными состояниями электронов, принадлежащих либо квантовым точкам ¡пБЬ, либо мелким донорам в матрице 1пАб.

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

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

На рис. 7, а приведены спектры ФЛ образца с одиночной плоскостью КТ для некоторых значений магнитного поля, записанные при Т = 2К в области люминесценции 1п8Ь-вставок. В нулевом магнитном поле спектр хорошо аппроксимируется одиночной кривой Гаусса с максимумом, соответствующим энергии 0.32 эВ, что на ~ 100 мэВ меньше ширины запрещенной зоны 1пАб. При приложении магнитного поля в геометрии Фарадея наблюдается сдвиг линии ФЛ в область высоких энергий, причем его полевая зависимость (рис. 8, Ь) достаточно, хорошо повторяет поведение ФЛ простых эпитаксиальных слоев 1пАб (рис. 8, а), исследованный нами ранее [65]. В этой работе сообщалось о наблюдении яркой ФЛ, связанной с оптическими переходами с участием мелких доноров, тогда как вклад межзонной рекомбинации был пренебрежимо мал. С учетом большой фоновой концентрации доноров в 1пАб этот результат является вполне ожидаемым. На рис. 8, а также построена теоретическая зависимость ширины запрещенной зоны от магнитного поля ^(В), рассчитанная в линейном приближении по формуле: где Е— ширина зоны в нулевом поле, сос-еВ1те- циклотронная частота электрона, - электронный g- фактор и ¡лц —магнетон Бора (допустимость такого приближения была подтверждена экспериментами по исследованию магнитоотражения от 1пАз в работе [69]). Из сравнения Е% и магнитополевой зависимости ФЛ из ГпАб видно, что при приложении магнитного поля энергия ионизации доноров Е^ увеличивается. При этом основной прирост величины приходится на область полей до 2 Тл, где га>с<Е(1. Такое поведение Еа характерно для эффекта магнитного вымораживания электронов [70]. Любопытно, что в эксперименте не наблюдается расщепление пика ФЛ на циркулярно-поляризованные компоненты в соответствии со спиновым расщеплением электронных уровней, однако анализ возможных причин этого эффекта выходи за рамки данной работы. Вернемся от рассмотрения ФЛ эпитаксиального слоя 1пАб к структурам с КТ 1пБЬ (рис. 8, 6).Видно,что магнитополевая зависимость ФЛ от одиночной плоскости КТ в целом повторяет кривую для примесной ФЛ от слоя 1пАэ (относительно слабое аномальное расщепление циркулярно-поляризованных линий, отвечающее положительному знаку ^-фактора и возникающее только в полях более 1.5 Тл, будет прокомментировано далее). Можно предположить, что и в этом случае работает аналогичный механизм излучательной рекомбинации, в котором начальное состояние перехода соответствует примесной зоне ¡пАб. Дырки, участвующие в рекомбинации, напротив, находятся в КТ 1пБЬ и имеют энергию локализации - 100 мэВ. В умеренных магнитных полях в спектрах ФЛ можно увидеть небольшую добавку от оптических переходов, связанных с первым уровнем Ландау (высокоэнергетичное плечо в спектре для В = 2Тл). Этот эффект был подробно рассмотрен в работе [71]. На рис. 7, Ь приведены циркулярно-поляризованные спектры магнито-ФЛ образцов с десятью вставками КТ 1п8Ь, следующими с периодом 100 А. Эти образцы в отличие от структур первого типа демонстрируют сильное расщепление на циркулярно-поляризованные компоненты в полях более 2 Тл. Удивительно то, чтосг" -поляризованный пик имеет большую энергию, чем сг+- пик, поскольку это противоречит отрицательному знаку §-фактора электронов в 1п8Ь и 1пАб. Из спектра, записанного при В ~ 0, видно, что имеется два близких по величине вклада в полосу ФЛ. Путем подгонки двумя гауссовыми кривыми были проанализированы магнитополевые зависимости энергетического положения каждого из компонентов и их вклад в ФЛ для обеих поляризаций (рис. 9 а и 9 Ь соответственно).

Single sheei Multiple sheets ofQDs ofQDs

Photon energy, rneV

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

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

0.43

0.4:

Mi zr и С и

4 <9 V съ.

0.4!

0.33

0.32

1 ■ • а' j 1 1 ' ' -г- " Г" - 1 а •

• о СГ s -ы ✓ у / л • * ' " л- V > о о б

ЗЕР СС' * h ;

- □ а~ о с * о ■ 1 а 1 с о я i 1 а a ■ « ■ * » , 1 »

0 12 3 4 5 Magnetic Ikld. T

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

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

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

Ма^пеМе (ккк Т

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

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

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

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

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

Задачи диссертационной работы

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

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

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

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

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

Научная новизна полученных результатов

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

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

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

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

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

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

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

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

Практическая ценность работы

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

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

Основные научные положения, выносимые на защиту

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

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

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

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

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

Диссертационная работа состоит из трех глав

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

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

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

Выводы к главе 3

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

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

- состояния ££ - центра.

Заключение

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

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

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

По теме диссертации опубликованы следующие работы

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

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

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

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

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

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

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

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

1. Ю.Л. Иванов Зависимость энергии активации А(+) -центров от ширины кантовых ям в структурах GaAs/AlGaAs/ Иванов Ю.Л., Петров П.В., Тонких

2. A.А., Цырлин Г.Э., Устинов В.И.//ФТП. 2003.- т.37.- №9. - С. 1114 - 1116.

3. Huant S. Two Dimensional D(-) - Centers/ Huant S., Najda S.P., Etienne

4. B.//Phys Rev.Lett. 1990.- v.65. - №12. - P.1486 - 1489.

5. Ю.Л. Иванов. Проявление верхней зоны Хаббарда в проводимости двумерных структур /7-GaAs.AlGaAs/ Н.В. Агринская, Ю.Л. Иванов, В.М. Устинов, Д.А. Полоскин//ФТП. 2000. - т. 35. - №5. - С.571-574.

6. Ю.Л. Иванов. Зависимость энергии активации Л(+)-центров от ширины квантовых ям в структурах GaAs/AlGaAs/ Ю.Л. Иванов, П.В. Петров, А.А. Тонких, Г.Э. Цырлин, В.М. Устинов//ФТП. 2003. - т. 37. - №1. - С.91-98.

7. Ю.Л. Иванов. Циркулярно поляризованная фотолюминесценция, связанная с Л(+)-центрами в квантовых ямах GaAs/AlGaAs/ П.В. Петров, Ю.Л. Иванов, К.С. Романов, А.А. Тонких, Н.С. Аверкиев //ФТП. 2006. - т. 40. - №9. - С. 1099-1102.

8. Ю.Л. Иванов. Молекулярное состояние А+ центра в квантовых ямах GaAs/AlGaAs/ П.В. Петров, Ю.Л. Иванов, А.Е. Жуков//ФТП. - 2007. - т. 41. -№7. - С.850 - 853.

9. Q.X. Zhao. Theoretical calculations of shallow acceptor states in GaAs/AlxGal-xAs quantum wells in the presence of an external magnetic field/ Q.X. Zhao, P.O. Holtz, A. Pasquarello, B. Monemar, M. Willander// Phys. Rev. B. 1994. - v. 50,- P. 2393-2398.

10. Ю.Л. Иванов. Проявление A(+) центров в люминесценции двумерных структур GaAs / AlGaAs/ Ю.Л. Иванов, Н.В. Агринская, П.В. Петров, В.М. Устинов, Г. Э. Цырлин// //ФТП. 2002. - т. 36. - №8. - С.993-995.

11. М.А. Smondyrev. Asymptotic expansions in the path-integral approach to the bipolaron problem/ M.A. Smondyrev, IT. Devreese, F.M. Peeters// Phys. Rev. B. -1995.-v.51.-P. 15008-15016.

12. N. I. Kashirina. Polaron effects and electron correlations in two-electron systems: Arbitrary value of electron-phonon interaction/ N. I. Kashirina, V. Lakhno, V. Sychyov// Phys. Rev. B. 2005. - v. 71.- P. 134301-134311.

13. Гершензон E. M., Мельников А. П., Рабинович P. И., Серебрякова H. А. Примесные Н" подобные центры и обусловленные ими молекулярные комплексы в полупроводниках // УФН. 1998. - Т. 132.- № 2.- С. 353-378.

14. Шкловский Б. И., Эфрос A. JI. Электронные свойства легированных полупроводников.— М.: Наука, 1979.

15. Лифшиц И. М. Теория флуктуационных уровней в неупорядоченных системах — ЖЭТФ. 1967. - Т. 53. - С. 743-749.

16. Бете Г., Солпитер Э. Квантовая механика атомов с одним и двумя электронами.— М.: Физматгиз, 1960.

17. Ансельм А. И. Влияние резонансного рассеяния носителей тока на центрах примесей на электрические свойства атомных полупроводников. -ЖЭТФ.- 1953. Т. 24. - С. 83-91.

18. Lampert М. A. Double Injection in Insulators. II. Further Analytic Results with Negative Resistance/ A. Waxman and M. A. Lampert//Phys. Rev. Lett. Ser. A.- 1970.- v. 32.-P. 513-521.

19. Гершензон E. M. Об энергии связи носителя заряда с нейтральным примесным центром в германии и кремнии/ Гершензон Е. М., Гольцман Г. Н., Мельников А. П.— Письма ЖЭТФ. 1971. - Т. 14. - С. 281-288.

20. Гершензон Е. М., Ладыжинский Ю. П., Мельников А. П.//ФТП. 1968 -т.7.-№2.-С 1100-1112.

21. Dean D. I., Hayes I. R., Flood W. D.— Phys. Rev. B- 1967. v. 161. - P. 711-719.

22. Honig A.— In: 10th Intern. Conference on Physics of Semiconductors: Extend Abstracts.— Boston, 1970.

23. Norton P. Far infrared detection using photoconductivity of negative donor ion states in silicon/ Norton P., Sluster R. E., Sturge M. D.— Appl. Phys. Lett. -1977.-v. 30. - P. 446-451.

24. Norton P. Photoconductivity from shallow negative donor ions in silicon: A new far infrared detector — J. Appl. Phys. - 1976. - v. 47. - P. 308-321.

25. Александров A. H., Гершензон E. M., Мельников А. П., Рабинович P. И., Серебрякова H. А. О взаимодействии А+(0-)-центров в полупроводниках с заряженными и нейтральными примесями — Письма ЖЭТФ. 1975. - т. 22. -С. 573-581.

26. Taniguchi М., Hirano М., Narita S. Very Shallow Trapping State in Doped Germanium — Phys. Rev. Lett.- 1975,-v. 35. P. 1095-1112.

27. Norton P. Photoconductivity from shallow negative donor ions in silicon: A new far infrared detector — J. Appl. Phys. - 1976. - v. 47. - P. 308-321.

28. Taniguchi M., Narita S.— Sol. State Comm., 1976, v. 20, p. 131.

29. Taniguchi M., Narita S —J . Phys. Soc. Japan, 1977, v. 43, p. 1262.

30. Александров В. H., Астахова Е. Ф., Гершензон Е. М., Мельников А. П. -ФТП, 1977, т. 11, с. 79.

31. Narita S., Taniguchi М. Uniaxial Stress Effect on the Electron Affinity of the D- State in Germanium — Phys. Rev. Lett., 1976, v. 36, p. 913.

32. Александров В. H., Мельников А. П., Гершензон Е. М. Рабинович Р. И., Серебрякова Н. А., Заяц В. А. Товмач Ю. В.— Письма ЖЭТФ, 1978, т. 28, с.226.

33. Taniguchi М., Narita S., Kabayashi М.— J. Phys. Soc. Japan. 1978. - v. 45, P. 545-556.

34. Narita S., Taniguchi M., Kobayashi M.— In: Physics of Semiconductors— 1978/Ed. R.L.M. Wilson.—Bristol; London: The Institute of Physics,. 1979.—P. 989.

35. Norton P. Photoconductivity from shallow negative donor ions in silicon: A new far infrared detector— J. Appl. Phys. - 1976. - v. 47. - P. 308-321.

36. Nagasaka K., Narita S.— J. Phys. Soc. Japan, 1969, v. 35, p. 797.

37. Sugimoto N., Narita S., Taniguchi M., Kobayashi M.— SoL. State Comm., 1979, v. 30, p. 395.

38. Kobayashi M., Sakaida Yu., Taniguchi M., Narit a S.—J .Phys. Soc. Japan, 1979, v. 47, p. 138.

39. Слэтэр О. Электронная структура молекул.— M.: ИЛ, 1965.

40. Арендарчук В. В., Гершензон Е. М., Литвак-Горская Л. Б., Рабинович Р. И,— Письма ЖЭТФ, 1973, т. 65, с. 238.

41. Bayai К. К., Birch I. R., Eaves L., Houl 1 R. A., Kirkman R. F. , Simmond s P. E., Stradlin gR. A.—J. Phys. Ser. С, 1975, v. 8, p. 530. Golka J.—Ibid., 1974, v. 7, p. 1407.

42. Берман Л. В., Кальфа А. А.- ФТП, 1976, т. 10, р. 2251.

43. Nishimur а Н.—Phys . Rev. Ser. А, 1965, v. 138, p. 815.

44. МоттН. Ф. Переходы металл-изолятор.— М.: Наука, 1979.

45. Мотт Н., Дэвис Э. Электронные процессы в некристаллических веществах.—М.: Мир, 1974.

46. Эфрос А. Л.—УФН, 1978, т. 126, с. 41.

47. Шамирзаев Т.С., Журавлев К.С., Гайсин В.А. идр. //Поверхность. Рентген., синхротр. и нейтрон, исслед. 2007. № 12. С. 66.

48. Gradecak S., Qian F., Li Y., Park H.G., Lieber C.M. //Appl. Phys. Lett. 2005. V. 87. P. 173111.

49. Bryllert T., Wernersson L.E., Lowgren T., Samuelson L. //Nanotechnology. 2006. V. 17. P. S227.

50. Вихрова O.B., Данилов Ю.А., Дроздов Ю.Н., Звонков Б.Н. // Поверхность. Рентген., синхротр. И нейтрон, исслед. 2007. Т. 2. С. 9.

51. Schubert L., Werner P., Zakharov N.D. et al. // Appl. Phys. Lett. 2004. V. 84. P. 4968.

52. Seifert W., Borgstrom M., Deppert K. et al. // J. Cryst. Growth. 2004. V. 272. P. 211.

53. Dubrovskii V.G., Cirlin G.E., Soshnikov I.P. et al. // Phys. Rev. В. 2005. V.71. P. 205325.

54. Harmand J.C., Patriarche G., Pere Laperne N. et al. // Appl. Phys. Lett. 2005. V. 87. P. 203101.

55. Plante M.C., LaPierre R.R. // J. Cryst. Growth. 2006. V. 286 (2). P. 394.

56. Dubrovskii V.G., Sibirev N.V., Cirlin G.E. et al. // Phys. Rev. E. 2006. V. 73. P. 021603.

57. Glas F., Harmand J.C. // Phys. Rev. В. 2006. V. 73. P. 155320.

58. Persson A.I., Fröberg L.E., Jeppesen S. et al. // J. Appl. Phys. 2007. V. 101. P. 034313.

59. Gudiksen M.S., Lauhon L.J., Wang J. et al. // Nature (London). 2002. V. 415. P. 617.

60. Björk M.T., Ohlsson B.J., Sass T. et al. // Appl. Phys. Lett. 2002. V. 80. P. 1058.

61. Cui Y., Lieber C.M. // Science. 2000. V. 91. P. 851.

62. Patolsky F., Zheng G., Hayden O. et al. // Proc. Natl. Acad. Sei. U.S.A. 2004. V. 101. P. 14017.

63. Sergeev R.A., Suris R.A. // International Conference on Electronic Properties of Two-Dimensional System and Modulated Semiconductor Structures, July 15-20 Abstract book. Genoa: Italy, 2007. P. 213-214.

64. Andronikov D., Kochereshko V., Platonov A. et al. /Phys. Rev. B. 2005. V.72. P. 165339.

65. Терентьев Я.В., Люблинская О.Г., Торопов А.А, Соловьев В.А., Иванов C.B., Мельцер Б.Я., Семенов А.Н. Аномальное спиновое расщепление электронов в квантовых точках II типа InSb в матрице In As// ФТП, т. 43, вып. 5.-С. 662-666 (2009).

66. Терентьев Я.В., Люблинская О.Г., Усикова A.A.,. Торопов А.А, Соловьев В.А., Иванов C.B. ФТП, 41, 1309 (2007).

67. S.V. Ivanov, A.N. Semenov, V.A. Solov'ev, O.G. Lyublinskaya Ya.V. Terent'ev, B.Ya. Meltser, L.G. Prokopova, A.A. Sitnikova A.A. Usikova, A.A. Toropov, P.S. Kop'ev. J. Cryst. Growth, 278, 72 (2005).

68. O.G. Lyublinskaya, V.A. Solov'ev, A.N. Semenov, B.Ya. Meltser Ya.V. Terent'ev, L.A. Prokopova, A.A. Toropov, A.A. Sitnikova O.V. Rykhova, S.V. Ivanov, K. Tonke, R. Sauer. J. Appl. Phys. 99, 093 517 (2006).

69. Su-Huai Wei, A. Zunger. Phys. Rev. B, 52, 12 039 (1995).

70. Y. Lacroix, C.A. Tran, S.P. Watkins, M.L.W. Thewalt. J. Appl Phys., 80, 6416(1996).

71. Y. Yafet, R.W. Keyes, E.N. Adams. J. Phys. Chem. Sol., 1, 137 (1956).

72. O.G. Lyublinskaya, Ya.V. Terent'ev, V.A. Solov'ev, B.Ya. Melt-ser, A.N. Semenov, A.A. Toropov, S.V. Ivanov. Abstracts ICPS-28 (Vienna, 2006) p. 105.

73. Соболев M.M., Цырлин Г.Э., Самсоненко Ю.Б., Поляков Н.К., Тонких A.A. Смещение Штарка состояний дырок одиночных квантовых точек InAs/GaAs, выращенных на подложках (100) и (311) A GaAs. // ФТП. 2005. - Т.39. - №9. - С.1088 - 1092.

74. Пихтин А.Н., Комков О.С., Базаров К.В. Влияние внешнего электрического поля на вероятность оптических переходов в квантовых ямах InGaAs/GaAs. // ФТП. 2006. - Т.40. - №5. - С.608 - 613.

75. Соболев М.М., Устинов В.М., Жуков А.Е., Мусихин Ю.Г., Леденцов H.H. Исследования эффекта Штарка вертикально сопряженных квантовых точек в гетероструктурах InAs/GaAs. // ФТП. 2002. - Т.36. - №9. - С. 1089 -1096.

76. Алешкин В. Я., Гавриленко Л. В., Одноблюдов М. А., Яссиевич И. Н. Примесные резонансные состояния в полупроводниках (обзор) // Физика и техника полупроводников. 2008. - Т. 42 - № 8. - С.899-922.

77. В. Г. Голубев, В. И. Иванов-Омский, А. В. Осутин, Р. П. Сейсян, Ал. Л. Эфрос, Т. В. Язева. ФТП, 22, 1416 (1988).

78. И. М. Цидильковский. УФЫ, 162, 63 (1992).

79. В. И. Кайданов, Ю.И. Равич. УФН, 145, 51 (1985).

80. А. К. Ramdas, S. Rodriguez. Rep. Progr. Phys., 44, 100 (1981).

81. Pavlov S.G., Zhukavin R. Kh., Orlova E.E., Shastin V.N., Kirsanov A.V., Huebers H.-W., Auen К., Riemann H. Phys. Rev. Lett., 84, 5220 (2000)

82. Odnoblyudov M.A., Yassievich I.N., Kagan M.S., Gal-perin Yu. M.,Chao K.A. Phys. Rev. Lett., 83, 644 (1999)

83. Zhang W.-M., Halsall M.P., Harmer P., Harrison P., Steer M.J., Appl J. Phys., 92, 6039 (2002)

84. Орлова E.E., Harrison P., Zheng W.-M., Halsall M.P. //ФТП. 2005. - T.39. - №1. - C.67 - 70.

85. U.Woggon. Optical Properties of Semiconductor Quantum Dots, Berlin, Springer-Verlag (1996)

86. S.V.Gaponenko. Optical Properties of Semiconductor Nanocrystals, Cambridge, Cambridge University Press, (1998)

87. M.V.Artemyev, U.Woggon, H.Jaschinski, L.I.Gurinovich, S.V.Gaponenko. J. Phys. Chem. B, 104, N 49, (2000) 11617—11621

88. A.A.Lutich, S.V.Gaponenko, M.V.Artemyev, E.A.Ustinovich, I.M.Soganci, H.V.Demir. Proc. Int. Conf. Nanomeeting'07, Minsk, Belarus, 22—25 May 2007, World Scientific, Singapore (2007) 137—139

89. S.Nizamoglu, T.Ozel, E.Sari, H.V.Demir. Nanotechnology, 18 (2007) 065709

90. Асрян Jl.B., Сурис P.A., ФТП 38, 3 (2004)

91. Biological Nanostructures and Applications of Nanostructures Biology in Electrial, Mechanical, and Optical Properties, ed. by M.A. Stroscio, M. Dutta, Kluwer Academic, Plenum Publishers, New York (2004).

92. Warren C.W. Chan and ShumingNie. Science. 281. 2016 (1998)

93. Michalet X., Pihaund F.F., Bentolila L.A., Tsay J.M., Doose S., Sundaresan Li. G., Wu A.M., Gambhir S.S., Weiss S., Science 307. 538 (2005).

94. Xiaohu Gao, Yuanyuan Cui, Richard M. Levenson, Leland W.K. Chung Nie, Nature Biotech-nology. 22. 969 (2004)

95. Зегря Г.Г., Самосват Д.М. Энергетический спектр и время жизни носителей заряда в открытых квантовых точках в электрическом поле/ЖЭТФ, 2009.-т. 135.-вып. 6.- с. 1043-1055.

96. Зегря Г.Г. Письма в ЖТФ. 32. 75 (2006)

97. Гуринович Л. И., Лютич А. А., Ступак А. П., Артемьев М. В., Гапоненко С. В. Влияние электрического поля на фотолюминесценцию нанокристаллов селенида кадмия/ Журнал прикладной спектроскопии, 2010.- т. 77.- № 1. -С. 129- 135.

98. Шашкин В.И. ИК- фотопроводимость в многослойных геретоструктурах InGaAS/GaAS а квантовыми точками Данильцев В.М., Дроздов М.Н., Дроздов Ю.Н., Закамов В.Р., Лукьянов А.Ю., Молдавская Л.Д., Мурель А.В. / Прикладная физика, 2007. №2. - С.73-81

99. Maimon S./ Intersublevel Transitions in Quantum Dots Infrared Photodetectors Finkman E., Immer V., Bahir G., Schacham S.E., Garsia J.M., Petroff P.M. // Appl. Phys. Lett. 1998. - v.73. - P. 2003-2005.

100. Арынгазин A.K. Введение в современную мезоскопику / Дахновский Ю.И., Жуковский В.Ч., Кревчик В.Д., Овчинников А.А., Семенов М.Б., Тернов А.И. Пенза.: изд-во ПТУ. - 2003. - 570 с.

101. Yanagi H. Nanofabrication of gold particles in glass films by AFM-assisted local reduction / Ohno T. // Langmuir 1999. - V. 15. - № 14. - P. 4773-4776.

102. Расулов Р.Я. Эффект увлечения носителей тока фотонами в квантовой яме. / Саленко Ю.Е., Эски Т., Тухтаматов А. // ФТТ. 1998. - Т. 40. - № 9. -С. 1710-1718.

103. Васько Ф.Т. Фотонное увлечение двумерных электронов // ФТП. -1985. Т. 19. - № 7. - С. 760 - 767.

104. Завьялов В.Д. Радиоэлектрический эффект в сверхрешетке при воздействии сильного электрического поля. / Крючков С.В., Сивашова Е.С. // Письма в ЖЭТФ. 2006. - Т. 32. - Вып. 4. - С. 11 - 18.

105. Галкин Н.Г. Внутризонное поглощение электромагнитного излучения квантовыми наноструктурами с параболическим потенциалом конфайнмента / Маргулис В.А., Шорохов А.В. // ФТТ,- 2001.- Т. 43.- № 3.- С. 511- 519.

106. Шик А. Я. Полупроводниковые структуры с 8-слоями (обзор) // ФТП-1992. Т. 26. - № 7- С. 1161 -1180.

107. Белявский В. И. Управляемая модуляция энергии связи примесных состояний в системе квантовых ям / Белявский В.И., Копаев Ю.В., Корняков Н.В. // УФН.-1996.-Т. 166.-№ 4.-С.447-448.

108. Кревчик В.Д. Эффект увлечения одномерных электронов при фотоионизации центров в продольном магнитном поле / Грунин А.Б. // ФТТ. - 2003. - Т.45. - №7. - С. 1272- 1281.

109. Louis A. A. Atomic tunneling from a Scanning-Tunneling or Atomic-Force Microscope tip: Dissipative quantum effects from phonons/ Louis A.A., Sethna J.P. // Phys. Rev. Lett. 1995. - V. 74. - № 8. - P. 1363-1366.

110. Caldeira A.O. Influence of dissipation on quantum tunneling in macroscopic systems/ Caldeira A.O., Leggett A.J. // Phys. Rev. Lett. 1981. - V. 46. - № 4. - P. 211-214.

111. Ларкин А.И. Квантовое туннелирование с диссипацией / Овчинников Ю.Н. // Письма в ЖЭТФ. 1983. - Т. 37. - N 7. - С. 322-325.

112. Aringazin A.K. Two-dimensional tunnel correlations with dissipation / Dahnovsky Yu.I., Krevchik V.D., Semenov M.B., Ovchinnikov A.A., Yamamoto K. //Physical Review B. 2003. - V. 68. - P. 155426-1 - 155426-12.

113. Jack R. L. Quantum and classical dissipative effects on tunnelling in quantum hall bilayers / Cooper N. R. // Phys. Rev. B. 2005. - V. 71. - P.085310 - 085321; http://arXiv.org/abs/cond-mat/0409547.

114. Na J.-S. Conduction mechanisms and stability of single molecule/ nanoparticle junctions / Ayres J., Chandra K., Parsons G.N. // Nanotechnology. -2007. V. 18. - № 8. - P. 035203-1 - 035203-8; http://stacks.iop.org/Nano/18/035203.

115. Benderskii V.A. Chemical Dynamics at Low Temperatures / Makarov D.E., Wight C.A. // Willey-Interscience. New York. - 1994. - 385 p.

116. Transfer processes in low-dimensional systems: Сб. статей; Под ред. Дахновского Ю.И., Кревчика В.Д., Кривнова В.Я., Семенова М.Б., Yamamoto К. UT Research Institute Press. - Tokyo.- Japan. - 2005. - 690 p.

117. Тернов И.М. Квантовая механика и макроскопические эффекты / Тернов И.М., Жуковский В.Ч., Борисов А.Б. // М.: Изд-во МГУ. - 1993. -198 с.

118. Дахновский Ю.И. Низкотемпературные химические реакции как туннельные системы с диссипацией/ Дахновский Ю.И., Овчинников А.А., Семенов М.Б. // ЖЭТФ. 1987. - Т. 92. - № 3. - С. 955-967.

119. Белявский В. И. Управляемая модуляция энергии связи примесных состояний в системе квантовых ям / Белявский В.И., Копаев Ю.В., Корняков Н.В. // УФН.-1996.-Т. 166.-№ 4.-С.447-448.

120. Valov Р. М. / Ryvkin В. S., Ryvkin S. М., Yaroshetskii I. D. // Phys. St. Sol. (b). 1972. - V. 53.-P. 65.

121. Valov P. M. / Grinberg A. A., Imamov E. Z., Makovsky L. L., Ryvkin B. S., Ryvkin S. M., Yaroshetskii I. D. // Proc. 11th Int. Conf. on Phys. of Semicond. -Warszawa. 1972. - P. 1058.

122. Арынгазин A.K. Введение в современную мезоскопику / Дахновский Ю.И., Жуковский В.Ч., Кревчик В.Д., Овчинников A.A., Семенов М.Б., Тернов А.И. Пенза: изд-во ПТУ. - 2003. - 570 с.

123. Grifoni М. Dissipative tunneling with periodic polychromatic driving: Exact results and tractable approximations / M. Grifoni, P. Hanggi, L. Hartmann// Chem. Phys. 1997. - V. 217. - P. 167-178.

124. Hanggi P. Control of tunneling // Quantum dynamics of submicron structures. 1995. - P. 673-686.

125. Calev Y. Tight binding description of the STM image of molecular chains / Cuniberti G., Nitzan A., Porath D. / http://arXiv.org/abs/cond-mat/0403596.

126. Завьялов В.Д. Радиоэлектрический эффект в сверхрешетке при воздействии сильного электрического поля. / Крючков С.В., Сивашова Е.С. // Письма в ЖЭТФ. 2006. - Т. 32. - Вып. 4. - С. 11 - 18.

127. Dahnovsky Yu. Dissipative tunneling in structures with quantum dots and quantum molecules / Krevchik V.D., Semenov M.B., Yamamoto K., Zhukovsky V.Ch, Aringazin A.K., Kudryashov E.I., Mayorov V.G. // http://arXiv.org/abs/cond-mat/0509119.

128. Ал.Л. Эфрос / Эфрос Ал.Л., Эфрос А.Л. Межзонное поглощение света в полупроводниковом шаре//ФТП.— 1982,—т. 16.—№ 7.—С. 1209—1214.

129. Ребане Т.К. Анизотропный гармонический осциллятор в магнитном поле // Теоретическая и экспериментальная химия.- 1969. Т. 5,- №1. - С. 3-9.

130. Бейтмен Г., Эрдейи М. Высшие трансцендентные функции. II.— М.: Наука, 1974.