WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

В области 0 симметрия основного состояния (h) h(q ) = d3r| (r)|2 exp[iq · r]. (23) определяется в значительной степени поляронными Fz эффектами. Расщепление уровней энергии размерного квантования дырки за счет несферичности квантовой Разлагая выражение (20) с точностью до линейного точки оказывается малым, и им можно пренебречь по по параметру малой несферичности (13) слагаемого, сравнению с поляронным взаимодействием. Рассмотре- получим из уравнения (23) ние этой области имеет особый интерес в связи с тем, что ей соответствует ряд соединений типа AIIBVI h(q )= d3r| (h)(r)|2 exp[iq · r] 1 - i (q · r - 3qz rz ).

Fz (в частности, CdSe и CdS), в которых проявление (24) поляронных эффектов наблюдалось экспериментально.

В нулевом приближении по параметру выражения (22) Энергия поляронного состояния электрона в эллипи (24) дают энергию связи дырочного полярона в соидальной квантовой точке в линейном по малой сферической точке, полученную в работе [7]. В линейнесферичности приближении не изменяется. Поэтому ном приближении по параметру основное состояние будем учитывать только возможные изменения энергии дырки, первоначально четырехкратно вырожденное, расдырочных состояний. Наличие параметров (1) и (2) позщепляется на два дублета с проекциями Fz = ±1/2 и воляет исследовать электрон-фононное взаимодействие Fz = ±3/2. Кроме того, в линейном по несферичности в квантовой точке независимо от экситонных эффектов.

приближении возникает сдвиг центра тяжести уровней, Рассмотрим взаимодействие дырки с полярными оправный тическими фононами в эллипсоидальной точке, границы eкоторой удовлетворяют уравнению (12). Замена пере- Eshi f t = F1(). (25) 2optR менных x =(x b)/R, y =(y b)/R, z =(z c)/R переводит границу квантовой точки в сферу с радиусом R. Такая Зависимость этого сдвига из уравнения (25) от отношеже замена переменных приводит стандартный оператор ния масс легкой и тяжелой дырки, рассчитанная при Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. Поляризация оптического излучения поляронного экситона в анизотропных квантовых точках Расщепление дырочных уровней с энергиями E±3/и E±1/2 имеет вид e Esplit = E±3/2 - E±1/2 = F2(), (27) 2optR где зависящая от отношения масс безразмерная функция F2() выражается через радиальные волновые функции основного состояния дырки в квантовой точке и имеет вид F2() = A() R R R2(r ) +R2(r ) R0(r)R2(r) j0(qr ) 0 0 0 Рис. 1. Зависимость сдвига уровней энергии основного состо яния дырочного экситона в эллипсоидальной квантовой точке - R2(r) +R2(r) R0(r )R2(r ) j2(qr ) j1(qr)qr dq dr dr, 0 от отношения масс легкой и тяжелой дырок.

(28) где график функции F2() приведен на рис. 2. Симметрия состояний, на которые происходит расщепление за счет поляронных эффектов, оказывается такой же, как и в рассмотренном выше случае расщепления уровней за счет размерного квантования. В соответствии с параметром (2) величина расщепления за счет размерного квантования велика по сравнению с величиной расщепления, описываемого выражением (27). Поэтому фактически (27) описывает расщепление дырочных уровней только в достаточно узкой области значений отношения масс 0. Полученные значения функции F2() показывают, что симметрия основного состояния полярона в данном случае совпадает с симметрией, характерной для области (17).

В линейном по малой несферичности приближении поправки к энергетическим уровням поляронного Рис. 2. Зависимость расщепления уровней энергии дырок с экситона совпадают с полученными выше поправками проекциями момента Fz = ±3/2 и Fz = ±1/2 в эллипсоидаль- к энергии дырочного полярона (25) и (27). Для наной квантовой точке от отношения масс легкой и тяжелой блюдения поляризованного излучения при межзонных дырок.

оптических переходах необходимо, чтобы основному состоянию экситона соответствовал дырочный дублет с проекциями полного момента Fz = ±3/2. Это реализуется при выполнении условия (17). Условие (17) приводит помощи волновых функций (5), имеет вид к 100% поляризации излучения от единичной квантовой точки.

R R 32 F1()= A() j1(qr)+ j3(qr) j2(qr )qr3 Обычно экспериментально наблюдается излучение от 75 7 некоторого ансамбля квантовых точек, которые могут 0 0 различаться по своей форме и размерам. В этом случае степень и характер поляризации излучения зависят от r 2R0(r)R2(r)R0(r )R2(r )dq dr dr. (26) свойств исследуемого ансамбля. Возникновение поляризованного излучения может служить оптическим индиГрафик безразмерной функции F1() приведен на рис. 1.

катором наличия в ансамбле достаточно большой конНесмотря на то что этот сдвиг достаточно мал, он может центрации точек с несферичностью, удовлетворяющей оказаться существенным, поскольку меняет величину условию (15). Это открывает новые возможности для энергии межзонного оптического перехода в эллипсоиопределения параметров квантовых точек из оптических дальной квантовой точке по сравнению с ее величиной измерений.

в сферической точке того же объема. Учет этого сдвига может быть существен при анализе экспериментально Авторы выражают глубокую благодарность И. Ипатополученных спектров межзонных оптических переходов. вой, которая инициировала данную работу.

Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 1116 А.Ю. Маслов, О.В. Прошина Работа поддержана РФФИ, грант № 03-02-17577, и программой поддержки ведущих научных школ НШ 2160.2003.2.

Список литературы [1] Ал.Л. Эфрос, А.Л. Эфрос. ФТП, 16, 1209 (1882).

[2] T. Takagahara. Phys. Rev. B, 47, 4569 (1993).

[3] С.В. Гупалов, Е.Л. Ивченко. ФТТ, 42, 1976 (2000).

[4] С.И. Пекар. Исследования по электронной теории кристаллов (М.–Л., Гостехиздат, 1951).

[5] M.C. Klein, F. Hache, D. Ricard, C. Flytzanis. Phys. Rev. B, 42, 11 123 (1990).

[6] V. Yungnickel, F. Henneberger. J. Luminesc., 70, 238 (1996).

[7] И.П. Ипатова, А.Ю. Маслов, О.В. Прошина. ФТП, 33, (1999).

[8] I.P. Ipatova, A.Yu. Maslov, O.V. Proshina. Europhys. Lett., 53, 769 (2001).

[9] J.M. Luttinger. Phys. Rev., 102, 1030 (1956).

[10] Б.И. Шкловский, А.Л. Эфрос. Электронные свойства легированных полупроводников (М., Наука, 1979).

[11] Al.L. Efros. Phys. Rev. B, 46, 7448 (1992).

[12] Л.Д. Ландау, Е.М. Лифшиц. Квантовая механика (М., Наука, 1989) гл. 14.

[13] Al.L. Efros, A.V. Rodina. Phys. Rev. B, 47, 10 005 (1993).

Редактор Л.В. Беляков Polarization of optical radiation from polaron exciton in anysotropic quantum dots A.Yu. Maslov, O.V. Proshina Ioffe Physical Technical Institute, Russian Academy of Sciences, 194021 St. Petersburg, Russia

Abstract

The theory of a large radius polaron in the ellipsoidal quantum dot is developed. The polaron exciton optical spectrum is investigated for different level of quantum dot anisotropy. It is shown that the ground state of the exciton corresponds to the anysotropic polarization of the meduim. The symmetry of the ground state depends on the semiconductor band parameters and on the quantum dot shape. The conditions are found providing a strong polarization of the emission radiation. The possible degrees of the phononless line polarization for different relations between the polaron energy and the exchange interaction energy have been obtained.

Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып.

Pages:     | 1 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.