Диссертация (Обменное взаимодействие и коллективные свойства экситонов в наносистемах EuO-SrO), страница 5

С другой стороны, еслиn то плотность ЭДЖ n0  H871,a H3, а E(H )  H2(1.12). В этом случае энергия ионизации диамагнитного экситона возрастает при увеличении H , а стабильность7жидкого состояния увеличивается в сильном поле. В таком магнитном полежидкая фаза является более устойчивой.Для изучения поведения некоторых термодинамических параметров электронно-дырочной жидкости в зависимости от напряженности поля необходимыэксперименты в более сильных магнитных полях. Например, для случая, когда26ультраквантовый предел имеется не только для электронов, но и для дырок.

Тогда появляется возможность получить диэлектрическую жидкость и переходметалл-диэлектрик, но в жидкой фазе. Исследование ЭДЖ в сильном магнитном поле позволит применить соответствующие результаты к структурам с пониженной размерностью, что представляет интерес при изучении межчастичных взаимодействий.В случае малых значений энергии связи экситонов в 3D-полупроводниках(для кристалла GaAs она составляет E ex  4,2 мэВ) препятствующее наблюдению экситонных переходов при комнатной температуре T = 300 K для высокихзначений тепловой энергии kT  26 мэВ, приходят к структурам с пониженнойразмерности. Увеличить энергию связи E ex , а также и силу осциллятора экситона можно в структурах, линейные размеры которых соизмеримы или дажемалы по сравнению с aex  2e2 .

Когда движение экситона ограниченно водном направлении, он становится двумерным, а его энергетический спектр определяется из выражения:E2DnE ex3 D.(n  1 ) 22(1.13)Из (1.13) следует, что энергия связи 2D - экситона при n=1 увеличивается в 4раза, а радиус a ex уменьшается вдвое относительно трехмерного случая. Это, атакже увеличения силы осциллятора экситона в 2D – наносистемах позволилосоздавать устройства, действие которых базируется на процессах, определяемых экситонными состояниями.Что касается образования диамагнитных экситонов в 2D – полупроводниковых системах, то этот процесс прежде всего связан с наличием континуумасостояний, который и формирует подзоны Ландау. В наносистемах с квантовыми ямами образуются ступенчатые континуумы плотности состояний в зонепроводимости и валентной зоне.

Они начинаются от соответствующих уровнейразмерного квантования. Здесь дискретное экситонное состояние образуется27между парой состояний, для которых оптический переход разрешен, причем сосдвигом в низкоэнергетическую сторону на энергию связи двумерного экситона. Если сильное магнитное поле ( c  Eex ) направлено перпендикулярноплоскости квантовой ямы, экситоны в ней будут превращаться в серии диамагнитных экситонов, которые привяжутся к парам подзон Ландау. Эти подзоныпринадлежат континуумам плотности состояний квантоворазмерных уровней.Краями таких магнитоэкситонов будут положения соответствующих квантоворазмерных переходов.С понижением размерности континуум состояний станет исчезать.

Тогдауровни Ландау не образуются, а плотность электронных и дырочных состоянийбудет стремиться к нулю.Система, где основное состояние оптически неактивно и экситон непрямой характеризуется большим временем жизни. Пространственно непрямой экситон в ДКЯ должен стать непрямым в пространстве квазиимпульсов в магнитном поле параллельном плоскости КЯ. Следовательно, магнитное поле параллельное КЯ приводит к увеличению времени жизни экситонов.В рекомбинацию непрямых экситонов вносит вклад как излучательная,так и безызлучательная рекомбинация.

Скорость излучательной рекомбинацииэкситона пропорциональна заполнению оптически активных 2D экситонныхсостояний [25].Зависимость спектров и кинетики непрямого экситона от температуры всильных магнитных полях (В  12 Тл) качественно не отличаются от аналогичных зависимостей при В>0. Сдвиг энергии непрямого экситона в магнитныхполях > 6Тл линеен. Сдвиг энергии экситонного резонанса при увеличениимагнитного поля связан с изменением циклотронной энергии электронов и дырок и увеличением энергии связи экситона из-за возрастания перекрытия волновых функций электрона и дырки. Время жизни увеличивается с ростом магнитного поля и уменьшается с ростом температуры [15].28При увеличении магнитного поля, параллельного плоскости КЯ, происходит увеличение доли экситонов, которые могут безызлучательно рекомбинировать. Излучательное время жизни становится больше безызлучательного, вследствии чего является падение усредненной по времени интенсивности ФЛ[15].Магнитное поле перпендикулярное плоскости КЯ приводит к уменьшению боровского радиуса экситона и увеличению энергии связи экситона.

Также, приводит к увеличению его эффективной массы, в следствии смешиваниявнутренней структуры экситона с движением его центра масс [15].1.5. Экситоны в сверхрешетке ферромагнитный полупроводник – парамагнитный полупроводникПроанализируем возможность получения самых нижних по энергии прямых и межъямных экситонов с использованием двойных квантовых ям в ферромагнитных полупроводниках на основе халькогенидов европия. Последниевместе с сульфидом свинца образуют полупроводниковую сверхрешетку PbSEuS, где в слоях сульфида европия согласно модели магнитного экситона, сдвигкрая поглощения происходит из-за d-f – обменного взаимодействия междуэлектроном магнитного экситона и 4f – электронами атомов Eu, кроме центрального.

Магнитный экситон не передвигается по кристаллу, так как дырканаходится на 4f – уровне в узкой зоне. Оптически активный электрон магнитного экситона должен обладать d – или 7Р – симметрией вместе с 4f – дыркой. Таким образом, можно ожидать, что экситон образуется зонами 5d – типа, локализованными в точке X3 (Рис.1.4). Магнитный экситон s – d типа, локализованныйв точке Г1, обладает более низкой энергией, но он оптически неактивен, так какs-f- переход запрещен правилами отбора.

По сдвигу края поглощения была определена величина d-f – обменного интеграла для EuS в работе [3]29I d   J ind  461 cм 1 ,nгде- сумма по всем атомам, кроме центрального. d-f – обменное взаимодей-nствие определяется по формуле:Hˆ df  2 J indˆ i Sˆn .nЗдесь ˆ i и Ŝ n - спиновые операторы электрона магнитного экситона и 4f – электронов ионов Eu2+ в n-м узле, J ind - константа обменного взаимодействия.Рис. 1.4.Схема энергетических уровней EuS. E2 – энергия межзонного перехода. Е1, Е2,Е3 – экситонные уровниЭнергия, соответствующая обычному экситонному уровню и межзонномупереходу, много больше Е3 и Е4. Это связано с тем, что 4f – уровни иона Eu2+находятся внутри запрещенной зоны и для образования экситона 6s – или 5d –типа требуется меньшая энергия по сравнению с Е1 и Е2 (Рис. 1.4). Поэтомумежзонный переход и переход на уровень E1 экспериментально не наблюдается.30Если электрон магнитного экситона на центральном ионе Eu3+ находитсяв 5d – состоянии, а на соседнем ионе Eu2+ в состоянии 6s – типа, то для получения наинизшей энергии, знаки 6s – волновых функций должны чередоватьсятак, как показано на Рис.

1.5.Рис. 1.5.Схематическое изображение магнитного экситона 6s – 5d – типаКогда волновая функция магнитного экситона размазана по ближайшимсоседям иона Eu2+, выигрыш в энергии отсутствует. Пусть низшее состояниемагнитного экситона на центральном и ближайших соседних ионах будет 5d –типа. Тогда знаки волновых функций на ближайших соседях должны чередоваться по схеме на Рис. 1.6.

В этом случае низшее состояние магнитного экситона 5d – типа должно носить (5d-5d) – характер.Рис. 1.6.Схематическое изображение магнитного экситона 5d-5d – типаДалее, проанализируем экситонный спектр двух квантовых ям, образованных 4f7- уровнями в запрещенных зонах барьерных слоев халькогенида европия, входящих в сверхрешетку PbS-EuS (Рис.

1.7). Из-за низших значений31энергии связи «рыхлые» экситоны в квантовых ямах сульфида свинца в расчетах учитывать не будем [25].Рис. 1.7.Схема образования прямых (а) и межъбарьерных (b) экситонов в слоях EuSГамильтониан для прямых экситонов имеет следующий вид [26]:11e2A22Hˆ 1 (i)(i)( S e  S h ) (r  p),eh 1 re  rh 22me*2mh*(1.14)*где me,h , re , h S e , h - эффективные массы, координаты электрона, спин электронаи дырки;  1 - статическая диэлектрическая проницаемость слоя EuS, A - интеграл s-f – обмена,   1 при r  p и   0 при r  p .

В случае межъямного экситона гамильтониан запишется в следующей форме:11e2A22Hˆ 2 (i)(i)eh**1  2 2 2 ( S e  S h ) (r  p), (1.15)22 me2m h 2 (d  re  rh )где d – ширина, разделяющего ямы, слоя PbS;  2 - статическая диэлектрическаяпроницаемость сульфида свинца.Энергия связи межъямных экситонов (Рис. 1.7) значительно ниже из-затого, что статическая диэлектрическая проницаемость слоя моносульфидасвинца на порядок больше чем  в EuS.

С другой стороны интерес к таким экситонам (с пространственно разделенными электронами и дырками) в связан-32ных квантовых ямах во внешнем магнитном поле в последнее время возрос.Они обнаруживают необычные коллективные свойства: сверхтекучесть непрямых экситонов, проявляющуюся через незатухающие электрические токи в каждой из квантовых ям и зависящую от времени жизни экситона. Для дырки иэлектрона, локализованных в разных квантовых ямах, перекрытие волновыхфункций мало. Это уменьшает вероятность взаимной аннигиляции.

Магнитноеполе существенно влияет на время жизни, спектр и коэффициент диффузиипрямых и межъямных экситонов. Действительно используя тот факт, что времяжизни экситона обратно пропорционально интегралу перекрытия 2I v   v (re , rh , d ) dr ,где v - номер уровня перехода, было установлено значительно большее егозначение для прямых экситонов, чем для межъямных.