WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 11 Влияние спин-орбитального взаимодействия на оптические спектры акцептора в полупроводниковой квантовой точке © А.Ф. Полупанов, В.И. Галиев, М.Г. Новак Институт радиотехники и электроники Российской академии наук, 103907 Москва, Россия (Получена 15 августа 1996 г. Принята к печати 20 марта 1997 г.) Вычислены зависимости энергий уровней и сил осцилляторов дипольных оптических переходов из основного в нечетные возбужденные состояния мелкого акцептора, расположенного в центре сферической квантовой точки, от энергии спин-орбитального расщепления валентных зон при различных значениях радиуса точки и величины отношения эффективных масс тяжелой и легкой дырки. Установлено, что спин-орбитальное взаимодействие сильно влияет на некоторые состояния акцепторов в случае реальных больших величин и при достаточно малых значениях радиуса точки. Наибольшее влияние спин-орбитальное взаимодействие оказывает на нижнее состояние симметрии -, поскольку его характер изменяется от 6 тяжелодырочного ( = 0) до легкодырочного ( = ). В рамках использованных приближений задача решена точно, в частности получены точные аналитические выражения для волновых функций акцептора.

1. Состояния мелких примесей в полупроводниковых вырожденной валентной зоной: в отличие от случая воструктурах с квантовыми ямами и их оптические свой- дородоподобной примеси силы осцилляторов оптических ства интенсивно исследуются в последние годы (см., переходов из основного состояния акцептора изменяютнапример, обзор [1]). Это связано, в частности, с ся немонотонно с увеличением номера возбужденного повышенным интересом к новым структурам, таким, уровня (с уменьшением энергии связи возбужденных например, как квантовые проволоки и квантовые точки состояний), причем даже для серий переходов в сои, соответственно, с необходимостью исследования при- стояния одной симметрии [19,16]. В работе [16] мы месных состояний в них, с попытками получить более вычислили зависимости энергий основного и ряда возбуточные результаты расчетов, используя более точные жденных уровней, а также сил осцилляторов дипольных приближения и более точные методы. Начиная с пер- оптических переходов мелких доноров и акцепторов от вого расчета [2], примесные уровни как для мелких радиуса сферической квантовой точки с помощью нового доноров, так и для мелких акцепторов вычислялись численно-аналитического метода решения сингулярных многократно в различных приближениях в случае приме- многокомпонентных уравнений Шредингера [20,21], присей, расположенных в квазидвумерных квантовых ямах менение которого позволило решить задачу в рамках ис(см., например, [3–6]), в квазиодномерных квантовых пользованных приближений точно. В случае акцепторов проволоках [7–9]. Для случая полупроводниковых кван- при расчете из оптических спектров было использовано товых точек или полупроводниковых микрокристаллов приближение бесконечно большого спин-орбитального в диэлектрической матрице имеются многочисленные расщепления валентных зон. Это приближение хорошо расчеты в различных приближениях уровней энергии выполняется при расчете спектров акцепторов в объеме многих полупроводников, однако в случае квантовой экситона и ”свободной” дырки [10–14] (отметим, что точки при уменьшении ее радиуса из-за увеличения при малых радиусах сферической квантовой точки, когда экситон квантуется как целое, эти задачи эквивалент- кинетической энергии носителей заряда эффекты спинны, см. [12]), а также появившиеся в последнее вре- орбитального взаимодействия между валентной зоной + и спин-отбитально отщепленной зоной +. В намя расчеты состояний мелких доноров и акцепторов в 8 стоящей работе, используя метод [20,21], мы исследуем них [9,15–17]. Следует отметить, что в подавляющем большинстве расчетов примесных состояний в струк- зависимости энергий основного и ряда возбужденных уровней, а также сил осцилляторов дипольных оптичетурах с квантовыми ямами вычислялись лишь энергии ских переходов мелкого акцептора, расположенного в основного и нижнего возбужденного состояний, причем центре сферической квантовой точки, от величины спинс использованием вариационного метода, обладающего орбитального расщепления валентных зон при различхорошо известными недостатками (к которым относится, ных значениях радиуса точки и величины отношения в частности, неопределенная точность вариационных эффективных масс тяжелой и легкой дырок. Мы воспольволновых функций). Между тем, наряду с энергиями уровней для правильной идентификации оптических пе- зуемся численно-аналитическим методом [20,21], что позволит решить задачу точно, в частности — получить реходов необходимо знание еще одной из важнейших спектральных характеристик — сил осцилляторов пере- точные аналитические выражения для волновых функций ходов, что особенно важно в случае неводородоподоб- акцептора.

ных примесей [18]. К таковым (неводородоподобным) 2. Рассмотрим для определенности акцепторный приотносятся, в частности, акцепторы в полупроводниках с месный атом, расположенный в центре сферической 1376 А.Ф. Полупанов, В.И. Галиев, М.Г. Новак 2µ d2 2L1 + 1 d L1(L1 + 2) полупроводниковой квантовой точки радиуса R0. По- - + RL1Jтенциальный барьер на границе квантовой точки будем 1 + 2 dr2 r dr rсчитать бесконечно высоким. В сферическом приближе+ µ (L1 + 2)J1 P(2) · I(2) L2J2 RL2Jнии [22] гамильтониан приближения эффективной массы акцептора, точно учитывающий конечную величину 1 - 2 d2 2 d спин-орбитального расщепления валентных зон, можно + 1 + µ + 1 + 2 dr2 r dr представить в виде (L1 + 2)(L1 + 3) 2Z - + + E RL1+2,J1 = 0;

r2 r H = p2 - 3µ P(2)I(2) -µ L2J2 P(2) · I(2) L1J1 RL1J2 1 2Z + - I · S +. (1) 3 2 r - µ L2J2 P(2) · I(2) (L1 + 2)J1 RL1+2,JЗдесь p — оператор импульса; P(2) и I(2) — неd2 2 d L2(L2 + 1) + + приводимые сферические тензорные операторы второго dr2 r dr rранга, составленные, как в [18], из компонент вектора 2Z p и вектора I момента количества движения с I = 1, + + E - RL2J2 = 0. (3) r S — оператор спина, µ = (42 + 63)/51, где i — параметры Латтинджера валентной зоны, — величина Здесь = 3L1-F+1[(F + 3/2)/(F - 1/2)]1/2. Входящий в спин-орбитального расщепления валентных зон; энергия эти уравнения матричный элемент равен и расстояния соответственно измеряются в единицах Ra = m0e4/2 21 и a = 1/m0e2, где m0 — масса LJ P(2) · I(2) L J свободного электрона, — статическая диэлектрическая проницаемость кристалла, Z — величина заряда примес F J L = 30(-1)F+J+L 2 L J L||P(2)||L. (4) ного иона.

Волновую функцию, соответствующую гамильтониану Здесь таблица в фигурных скобках — это 6 j-символ, (1), будем искать в виде а L P(2) L — приведенный матричный элемент, который не равен нулю только при L = L и L = L ± 2, = RLJ(r)|LJFFz, (2) JL L P(2) L =(-1)(L -L)/где |LJFFz — известные функции L-J-связи, F —кван(L+L +2)(L + L )(4L + 2 -|L -L|)(4 + |L - L|) товое число полного момента F = L + J, где J =I + S, 24(L + L - 1 + |L - L|)(4L + 6 - 3|L - L|) RLJ(r) — радиальные волновые функции. Квантовое число J принимает значения J1 = 3/2, что соответствует d2 [(L + 1/2)(L - L) +2-|L-L |] d + вырожденной валентной зоне +, и J2 = 1/2, соответ8 dr2 r dr ствующее спин-орбитально отщепленной зоне +. Ясно, [4-2|L-L |-(L -3L + 2)(5L - L + 2)] что, как и в случае = [22], состояния гамиль+(-1)(L -L)/2.

16rтониана (1) классифицируются по значениям полного (5) момента F = 1/2, 3/2,..., являющегося хорошим Как и пределе бесконечно большого спин-орбитального квантовым числом, и далее мы будем обозначать их, расщепления валентных зон [22], случай F = 1/2 слекак это принято в сферическом приближении в пределе дует рассмотреть отдельно. В этом случае, как следует = [22]. Подставляя выражение для волновой из правил сложения моментов, радиальное уравнение — функции в уравнение Шредингера с гамильтонианом (1), это система двух связанных уравнений. Интересующие получаем следующую систему трех связанных уравнений нас нечетные состояния с F = 1/2 описываются следудля радиальных функций (F > 1/2):

ющими уравнениями:

1 - 2 d2 2 d L1(L1 + 1) 2Z 1 + µ + (1 + µ)D + + E R1J1 - D 2 µR1J2 = 0, 1 + 2 dr2 r dr rr 2Z 2µ d2 2L1 + 5 d + + E RL1J1 + + 2Z r 1 + 2 dr2 r dr D + + E - R1J2 - D 2 µR1J1 = 0. (6) r (l1 + 1)(L1 + 3) + RL1+2JОтметим, что системы уравнений для радиальных волrновых функций, описывающие состояния ”свободной” + µ L1J1 P(2) · I(2) L2J2 RL2J2 = 0;

дырки в сферической квантовой точке с учетом конечной Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Влияние спин-орбитального взаимодействия на оптические спектры акцептора... величины спин-орбитального расщепления, которые по- описывающее нижнее состояние с F = 3/2, L2 = L1 = лучаются из уравнений (3) и (6), если просто положить (2P3/2), так и уравнение (6) также для нижнего состояв них Z = 0, были получены ранее в [14]. Однако ния с F = 1/2, L2 = L1 = 1 (2P1/2).

в [14] неправильно записан оператор, используемый при 3. Как ясно из выражений для матричных элементов записи этих уравнений. Правильный его вид следующий:

(4), (5), уравнения (3) можно представить в виде d2 2l + 1 d l(l + 2) d2R dR A+ = - +.

l wr2 + p0r +(q0 +q1r +q2r2)R=0, (9) dr2 r dr rdr2 dr Поскольку нас интересует зависимость акцепторных согде w, p0, qi — постоянные матрицы размерности 3 3, стояний от при всех 0, интересно а R = R(r) — трехкомпонентная вектор-функция. Наибопроследить предельные переходы при 0 и лее важной особенностью рассматриваемой задачи (как для уравнений, описывающих эти состояния. Ясно, что и других задач, приводящих к решению уравнений типа при состояния акцептора описываются си(9)) является наличие особых точек у многокомпонентстемой первых двух уравнений из (3) и первым из ного радиального уравнения Шредингера (9). Поскольку уравнений (6), в которых следует положить равной мы будем искать решения (3) на конечном интервале нулю радиальную функцию с индексом J2. Уравнения, изменения r, в нашем случае имеется только регулярописывающие состояния акцептора при = 0, поная особая точка r = 0. В [21] развит численнолучены в [22] (уравнения (30а)–(30d)), однако здесь аналитический метод построения всех решений из фунданеобходимо сделать следующие замечания. Во-первых, в ментальной системы уравнений типа (9) (в [21] рассмосистеме (30d) из [22], описывающей состояние (P2), трены уравнения более общего вида) при произвольной (P2) =F3(r)|L =1, I =1, F =2, Fz +G3(r)|L =3, I конечной их размерности в случае произвольного вида = 1, F = 2, Fz, неправильно выбраны относительные матриц w, p0, qi. В рассматриваемом случае простых знаки радиальных функций F3(r) и G3(r), что не сказываматриц коэффициентов, воспользовавшись результатается при вычислении энергий, но, естественно, приводит ми [20,21], можно сразу записать все решения из функ неправильным результатам при вычислении матричных даментальной системы решений уравнений (3).

элементов. Правильные уравнения для этих функций Определим следующую последовательность матриц:

имеют вид d2 2 d k() =w(k+)(k+-1)+p0(k+)+q0, k = 0, 1,...

1 d2 7 d 1 + µ + - -3 6µ + 5 dr2 r dr r2 5 dr2 r dr r(10) +2 + E r Как поведение решений уравнений (3) при r 0, так и d2 2 d 12 структура решений определяются корнями следующего d2 3 d 3 -3 6µ - + 1 + µ + - 5 dr2 r dr r2 5 dr2 r dr r2 уравнения [20,21]:

+2 + E r det 0() =0. (11) F3(r) = 0. (7) G3(r) В случае гамильтонианов, являющихся квадратичной формой импульса, решения уравнения (11) известны Кроме того важно отметить, что спин-орбитальное взаиточно при любой размерности системы радиальных уравмодействие снимает вырождение некоторых состояний нений (9) [20]. В рассматриваемом нами случае гамильи при 0 системы уравнений (3), (6) для нетониана (1) решения уравнения (11) и, соответственно, которых различных состояний сводятся к одинаковым вид решений уравнений (3) различаются для двух типов уравнениям. При 0 системы связанных радиальных состояний. Действительно, поскольку гамильтониан (1) уравнений (3) и (6) расцепляются и сводятся, соотсохраняет квантовое число полного момента и четность ветственно, к совокупности системы двух уравнений и (мы пренебрегаем слабыми эффектами, связанными с отодного уравнения и совокупности двух не связанных сутствием центра инверсии у полупроводников с решетуравнений. При этом, когда 0, к системе (7) кой цинковой обманки), а квантовое число J принимает сводятся уравнения (3) как для радиальных функций значения J1 = 3/2 и J2 =1/2, то при данном значении нижнего состояния с F = 5/2, L2 = L1 + 2 = 3 (2P5/2), F и четности квантовое число L1 равно либо F - 3/2, так и первого возбужденного состояния с F = 3/2, при этом L2 = L1 + 2, либо F - 1/2, тогда L2 = L1.

L2 = L1 = 1 (3P3/2). К уравнению же Используя это свойство, которое следует просто из правил сложения моментов, и явные выражения для d2 2 d 2 (1 - µ) + - + + E F2(r) =0, (8) матричных элементов (4), (5), легко понять, что в этих dr2 r dr r2 r двух случаях уравнения (3) несколько отличаются и их следует рассматривать по отдельности.

решение которого определяет при =0 радиальную функцию для состояния (P1) = F2(r)|L = 1, I = 1, а) L1 = F -3/2, L2 = L1+2. В этом случае операторы, F = 1, Fz [22], при 0 сводится как уравнение (3), действующие на функции RL1+2,J1 и RL2J2 и определяющие 7 Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 1378 А.Ф. Полупанов, В.И. Галиев, М.Г. Новак поведение функций в окрестности r = 0, т. е. операторы 0(3)R(2,3) = 0, вида 1(3)R(2,3) + q1R(2,3) = 0, 1 d2 aL d bL PL(r) + +, (12) dr2 r dr r2 k(3)R(2,3) + q1R(2,3) + q2R(2,3) k k-1 k-совпадают с точностью до константы. Тогда неотрица+ {2(3 + k) +q0 -1} тельные решения уравнения (11), которые соответствуK2,3R(1) =0, k 1. (16б) k-2+ют регулярным при r = 0 решениям уравнений(3), равны 1 =2 =L1 +2, 3 = L1, а решения (3) имеют вид Видно, что рекуррентные соотношения для коэффициен(2) тов Rk и R(3) одинаковы, но решения первого из уравне k ний (16б) для R(2,3) выбираются линейно-независимыми.

R(1) = r1 R(1)rk, R(2) = r2 R(2)rk, k k Ясно, что уравнение (6) также можно представить в k=0 k=виде (9) с соответствующими матрицами размерности 2 2, однако его решения отличаются от полученных R(3) = r3 R(3)rk + K1R(1) + K2R(2) ln r, (13) k в [16]. Поскольку в этом случае уравнение (11) имеет k=кратные корни, регулярные при r = 0, решения (6) не содержат логарифмической функции и имеют вид где коэффициенты R(i) и константыK1,2 определяются из k следующих рекуррентных соотношений:

Pages:     || 2 | 3 |



© 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.