Поведение квантово-размерных наноструктур в электрическом и магнитном полях

Значения энергий возрастают с ростом поля, асимптотически стремясь к . В пределе сверхсильного магнитного поля уровни энергий асимптотически стремятся к уровням Ландау, как и в случае отсутствия параболической зависимости для удерживающего потенциала (модели «жестких стенок», например).

Для больших межслоевых расстояний d имеет место асимптотическая зависимость для значений энергии:

. (43)

В случае малых d при матричный элемент

(44)

3-я глава «Отдельные и связанные КТ и КЯ в микрорезонаторе» посвящена исследованию влияния магнитного поля на спектры и законы дисперсии в связанных КТ и КЯ и на экситонные поляритоны в связанных КЯ и КТ в оптическом микрорезонаторе.

Поляритоны, возникающие в полупроводниковых микрорезонаторах (microcavities), радикально меняют излучательные свойства КЯ, встроенной в резонатор, а также спектр рассеяния света в области экситон-поляритонного расщепления Раби.

Закон дисперсии поляритонов сильно отличается как от закона дисперсии фотонов, так и от закона дисперсии кулоновских экситонов, а также и магнитоэкситонов. Приложение магнитного поля позволяет управлять как спектром двумерных экситонов в КЯ, КТ (СКЯ, СКТ) (прямых и непрямых), так и возможностью образования поляритонов для заданной структуры и свойствами образующихся поляритонов.

При сравнительно малых концентрациях экситонов N₀ спектр системы совпадает со спектром слабо неидеального бозе-газа с отталкиванием.

(45)

Значение к=0 соответствует минимуму энергии в экситонной зоне.

Условие сильного поляритонного эффекта - наличие резонанса.

E_microcavity=E_exc (46)

С учетом выражения (45) имеем:

(47)

(48)

Уравнение (48) имеет решение, если выполняется условие

Значение m^* -эффективной массы непрямого магнитоэкситона в магнитном поле определяется величиной магнитного поля и толщиной барьерного слоя.

В случае же небольших концентраций экситонов (хотя и малых, но уже более реальных (так, что N₀ a₀² << 1)) адекватным методом расчета является суммирование лестничных диаграмм.

В сильных магнитных полях проходит разложение по базису функций изолированного магнитоэкситона y_p,m().

Спектр коллективных возбуждений при малых магнитных импульсах оказывается акустическим e(P)=C_SP, где скорость звука C_S=(nG/m*)^1/2=(m/m*)^1/2, Г - эффективное взаимодействие, м - химический потенциал.

Для возбужденных уровней с квантовым числом m не равным 0 (включая первый возбужденный уровень m=1, n=0) эффективная масса непрямого магнитоэкситона может быть отрицательной в области малых импульсов при определенных условиях.

Тогда возможен немонотонный закон дисперсии для возбужденного состояния экситонного поляритона.

Оценка ширины щели DW при образовании экситонного поляритона:

В квазиклассическом приближении экситон-фотонное взаимодействие можно оценить как H_exph=E₁x, где E₁ - напряженность электрического поля, за счет фотонов в микрорезонаторе, x - дипольный момент экситонов. Таким образом,

H_exph = x E₁ =d₁₂E_ph0, (49)

Таким образом, можно оценить антикроссинг ?W из свойств экситона в магнитном поле. В сильных магнитных полях ?W растет пропорционально полю.

Оценка верхней и нижней поляритонной ветвей (закон дисперсии) может быть произведена в приближении:

E_pol (k)²=E_средн²D_pol (50)

где E_средн ²=(E²_ex(k)+E²_microcavity(k))/2

D_pol =((E²_ex(k)+E²_microcavity(k) +W²)²-4 E²_ex(k) E²_microcavity(k))^1/2 /2

Таким образом, возможность сильного поляритонного резонанса определяется значением Е₀, которое является функцией от внешнего магнитного поля (при прочих заданных параметрах, определяющихся характеристиками микрополости (микрорезонатора) и КЯ).

Эксперименты с СКЯ в микрорезонаторе указывают на эффект спонтанной когерентности - подтверждают существование сверхтекучести и переход Костерлица-Таулесса в системе. Если же СКТ в микрорезонаторе, то может иметь место бозе-конденсация (в отличие от бесконечной двумерной системы в отсутствии конфайнмента).

Отмечены значительные перспективы таких систем, связанные с тем, что эффективная масса может быть мала, а так как критическая температура обратно пропорциональна эффективной массе, то, следовательно, критическая температура может быть велика (до сотни К).

Для идеального двумерного бозе-газа (без ловушки) бозе-эйнштейновская конденсация невозможна при ненулевых температурах. Но в ловушке - в параболическом удерживающем потенциале КТ возможна бозе-эйнштейновская конденсация при Т<T_crit:

T_crit=(3 _effNs/2M_eff)^1/2h/(k_B²), (51)

где s - спиновое вырождение (s=2 для светлых экситонов).

Эту формулу можно использовать и для оценки критической температуры для слабо взаимодействующих поляритонов.

Поскольку спектр квазичастиц - линейный звуковой спектр - удовлетворяет критерию Ландау для сверхтекучести, то может быть сверхтекучесть поляритонов в микрорезонаторе в конфайнменте.

С ростом температуры - уменьшается доля конденсата и сверхтекучей компоненты.

Рост параметра крутизны удерживающего потенциала способствует бозе-конденсации и увеличивает критическую температуру.

Возможно немонотонное влияние магнитного поля на переход Костерлица-Таулесса, сверхтекучесть и бозе - эйнштейновскую конденсацию для экситонных поляритонов в СКТ в микрорезонаторе (Рис. 18). Это связано с тем, что с ростом магнитного поля растет и эффективный параметр конфайнмента _eff и эффективная масса M_eff.

4-я глава «Апериодические последовательности квантовых точек» посвящена исследованию одномерных апериодических последовательностей КТ и управлению их свойствами путем приложения внешних полей. Апериодические последовательности КТ интересны и с фундаментальной точки зрения, а также представляются перспективными для использования в наноэлектронике и в оптоэлектронике.

По сравнению с последовательностью, построенной из атомов, апериодические последовательности, построенные из КТ, обладают рядом преимуществ, а именно, возможностью управлять характеристиками таких систем (спектром и туннелированием, транспортом) как при создании структуры, в зависимости от расположения и вида КТ, так и путем приложения внешних полей. Особенно следует отметить, что приложение магнитных полей порядка Тл к апериодическим последовательностям, построенным из КТ, уже существенно влияет на характеристики системы, спектр одночастичных и двухчастичных возбуждений (электронный и экситонный спектр). (Для последовательности атомов подобный эффект проявился бы для полей порядка 10⁶ Тл).

Нами были исследованы одномерные апериодические цепочки, построенные из КТ. Подобные объекты могут быть реализованы в слоистых полупроводниковых структурах (например, на основе GaAs и AlGaAs, поскольку гетерогенное сопряжение двух решеток данных полупроводников не искажает энергетические характеристики КТ).

Апериодические последовательности КТ могут быть построены либо из КТ двух и более типов, различающихся по параметру крутизны удерживающего потенциала, либо путем создания цепочки КТ с переменным расстоянием между соседними КТ.

Задавая правило, по которому будут расположены данные блоки (компоновочные элементы, «буквы»), из них создаются различные аппроксиманты («слова») и апериодические последовательности. Рассматриваемые в данном случае квазипериодические структуры можно отнести к типам последовательностей, называемым последовательностями замещения.

Рассмотрим конечный набор о (в данном случае о = {A, B}, где А и В-компоновочные блоки), называемый «алфавитом», и обозначим через о* набор всех «слов» конечной длины, которые могут быть записаны в данный «алфавит». Теперь определим ж как отображение от о до о*, причем ж действует на «слово» замещением каждой «буквы» (например, А) данного «слова» на соответствующий образ, обозначаемый как ж(А). Последовательность называется последовательностью замещения, если она состоит из фиксированных точек ж, т.е. если она остается инвариантной, когда каждая «буква» данной последовательности заменена на соответствующий образ ж.

Серии образований данных последовательностей подчиняются особым правилам. Пусть - g основных элементов, определим эту модель как n-ый уровень последовательности. Далее следующий n+1 уровень последовательности получается индуктивно из уровня n по правилу заполнения , где представляет собой вектор-столбец , где t означает транспонирование. - матрица размером с неотрицательными целыми матричными элементами. Матрица М и ее использование полностью определяют последовательность. На каждом уровне заменяется на , затем следует , …, и т.д. при i = 1,2, …, g.

Последовательность Фибоначчи является одним из самых старых примеров апериодической цепочки. Структура Фибоначчи может быть реализована экспериментально путем размещения двух компоновочных блоков А и В таким образом, что n - ый уровень процедуры задан рекурсивным правилом при , начиная с и . Оно обладает свойством инвариантности по отношению к преобразованиям . Образования последовательности Фибоначчи: ; ; ; ; и т.д.

Последовательность Тью-Морзе может быть получена рекурсивными соотношениями и (при ), при и . Образования последовательности Тью-Морзе: ; ; ; и т.д.

Рекурсивная зависимость двупериодической последовательности: n-ый уровень задается как и при , , . Она также инвариантна при преобразованиях . Образования двупериодической последовательности: ; ; ; и т.д.

Последовательность Кантора: при начальных условиях и . В данном случае для n-ого слоя отличается от первого слоя только своей толщиной . Можно также сконструировать последовательность путем преобразований . Образования последовательности Кантора: ; ; . Последовательность имеет фрактальную нецелую размерность ln2/ln3.

Были изучены электронные и экситонные возбуждения в связанных КТ и апериодических последовательностях, построенных из КТ. Энергетические спектры были определены в парном приближении с использованием теории возмущений.

Решение секулярного уравнения дает поправки первого порядка по теории возмущений:

 (52)

, (53)

где матричные элементы гамильтониана имеют вид:

, , (54)

, ,

где - собственные функции частиц в 1-ой и 2-ой КТ, соответственно.

Межчастичное взаимодействие рассматривается как возмущение.

На Рис. 19 представлены поправки первого порядка к энергии частицы в зависимости от расстояния между центрами пары КТ. Расчеты для электрона и экситона выполнены с учетом эффективной массы электрона и эффективной массы экситона M=0,57m₀ (рассматривается случай тяжелых дырок). Из Рис. 20 видно, что чем выше параметр крутизны удерживающего потенциала, тем меньше значение поправки, а также важно отметить, что на расстоянии d = 180 Е поправкой к энергии можно пренебречь. Этот результат необходим для перехода к парному взаимодействию задачи определения энергетического спектра апериодической последовательности Фибоначчи и других апериодических последовательностей.

С использованием квазиклассического приближения было изучено туннелирование и определена зависимость коэффициента прохождения частицы через потенциальный барьер, образованный двумя КТ, от расстояния между центрами КТ.

Нами была выполнена оценка вероятности перехода в соответствии с нестационарной теорией возмущений. Показано, что конечное возмущение локализует возбуждения.

Гладкость энергетического спектра была изучена методом уровневой статистики уровней, где ключевую роль играет характер заполнения уровней промежутками и определяется доля соседних межуровневых промежутков с шириной :

, (55)

где N - число позиций, - общая зона, , если x > 0, и 0 в противном случае. Пропорциональность между уровневыми интервалами и размером системы задана как , таким образом является интегральной функцией распределения показателей , которая определяет зависимость размера системы от уровневых интервалов. Во-вторых, определяется доля заполнения межуровневых промежутков с промежутками :

. (56)

В термодинамическом пределе данные функции должны удовлетворять следующим соотношениям, поскольку В не зависит от размера системы: , когда и , когда . Необходимо отметить, что эти соотношения должны выполняться, когда плотность состояний либо гладкая, либо сингулярная. В системах, в которых плотность состояний четко определена и является гладкой, как в периодических кристаллах, число состояний, расположенных в малой энергетической области от E до E + дE, равно , где - общее число позиций. Тогда среднее значение интервала между уровнями , таким образом, системная зависимость , поэтому показатель принимает значение почти для всех состояний. С другой стороны, для систем с беспорядком, где собственные значения энергии распределены произвольно с отсутствием корреляций, известно, что энергетические интервалы подчиняются распределению Пуассона с шириной, пропорциональной . Следовательно, почти все энергетические интервалы имеют масштаб и результатом снова является . Таким образом, как в периодических кристаллах, так и в материалах с отсутствием порядка, две кривые и претерпевают скачок от 0 до 1 при с увеличением в термодинамическом пределе . Даже в случае термодинамической вырожденности при некоторых значениях энергии качественно характер кривых не изменится: единственное изменение, которое может произойти - это уменьшение скачка при . Эффект конечности оказывает воздействие на плавное увеличение на кривых вместо скачкообразной зависимости, и уширение уменьшается пропорционально при увеличении размера системы. Зависимости и для последовательности Фибоначчи представлены на Рис. 23. Количество образований, использованных в расчете для : 20, 30, 40, 50; для : 48, 49, 50.

Из графической зависимости видно, что чем больше рассматриваемое количество образований, тем в более отрицательную область относительно смещается скачок функции от 0 до 1. Это говорит о том, что значение отличается от -1, следовательно, энергетический спектр имеет критический характер.

Из графической зависимости видно, что кривые сливаются при значении , меньшем, чем -1, что также говорит о критичности энергетического спектра.

Приложение внешних электрического и магнитного полей к апериодическим последовательностям, построенным из КТ, существенно влияет на характеристики системы, спектр одночастичных и двухчастичных возбуждений (электронный и экситонный спектр).

Приложение внешнего поперечного магнитного поля, как показано выше, может быть учтено путем замены параметра крутизны удерживающего потенциала на эффективную крутизну удерживающего потенциала в магнитном поле.

Магнитное поле, таким образом, способствует локализации возбуждений.

Влияние внешнего электрического поля

Рассмотрим одномерные последовательности КТ, построенные в соответствии с различными моделями (Фибоначчи, двупериодическими, Тью-Морзе, Кантора, и, для сравнения, периодической.)

Расстояние между соседними КТ будет определять структурный элемент (компоновочный блок, «буква» «алфавита») последовательности.

Так, например, поставим в соответствии A - расстояние между КТ dA; B - расстояние между КТ dB.

Построенные таким образом последовательности КТ предполагаются помещенными между электродами.

Было рассмотрено влияние приложенного электрического поля на спектр и вероятность туннелирования электронов и экситонов в последовательностях различного вида.

Энергия кулоновского взаимодействия частиц и внешнее электрическое поле могут рассматриваться как малое возмущение, если их величина существенно меньше расстояния между энергетическими уровнями электронов в КТ.

Энергетический спектр электронов в КТ можно оценить как

. (57)

 - индекс образования (уровень электрона); N - число «слов» в «алфавите»; - крутизна удерживающего потенциала; m_e - эффективная масса электрона; F_k - величина внешнего электрического поля.

Характерная величина энергии электрона (и расстояния между энергетическими уровнями) соответствует нескольким мЭв, (при значении параметра крутизны удерживающего потенциала Дж/м²), порядок величины первой поправки по теории возмущений соответствует. Оценим границы применимости теории возмущений из условия, то есть теория возмущений, таким образом, применима для полей напряженностью менее .

На Рис. 26 представлены зависимости энергетических спектов последовательностей Фибоначчи, двупериодической, Тью-Морзе, Кантора и периодической последовательности от величины приложенного электрического поля (для полей напряженностью В/м). Расстояния между КТ dA=400 Е, dB=200 Е использовались для апериодических последовательностей Фибоначчи, двупериодической, Тью-Морзе, Кантора, для периодической последовательности использовалось расстояние между соседними КТ d = 300 Е. Рассматривается электрон в каждой КТ на одном и том же возбужденном уровне n=3. Число «слов» в каждом «алфавите» принимается равным 20.

Можно видеть, что для периодической последовательности для сдвига уровней на расстояние, соответствующее межуровневому расстоянию, необходимое электрическое поле существенно меньше, чем для апериодических последовательностей.

Это подтверждает идею, что для апериодических последовательностей блокирующие транспорт возмущения должны быть конечными, а не бесконечно малыми (в отличие от периодических последовательностей).



Рис. 3. Энергетические спектры последовательностей Фибоначчи, двупериодической, Тью-Морзе, Кантора и периодической в зависимости от величины приложенного электрического поля (для полей напряженностью В/м). Расстояния между Кт dA=400 Е, dB=200 Е использовались для апериодических последовательностей Фибоначчи, двупериодической, Тью-Морзе, Кантора, для периодической последовательности использовалось расстояние между соседними КТ d = 300 Е. Рассматривается электрон в каждой КТ на одном и том же возбужденном уровне n=3.

В 5-ой главе «Взаимодействие электромагнитного поля с материалами, содержащими наноструктуры различного размера» рассмотрено резонансное взаимодействие электромагнитного излучения с собственными колебаниями наночастиц и изменение формы импульса электромагнитного излучения при отражении от поверхности материала, содержащего наноструктуры различного размера, что представляет интерес с учетом современных достижений в области синтеза нанокомпозитных материалов. Механизмом поглощения электромагнитного излучения в таких материалах является резонансное взаимодействие его с собственными колебаниями наночастиц, связанных между собой или с носителями силами различной природы. Остается актуальным изучение влияния свойств поверхности на процессы отражения, поглощения и рассеяния падающего излучения, взаимодействия электромагнитного излучения с веществом. Создаются новые радиопоглощающие материалы, в том числе широкополосные. Особенно перспективным представляется создание радиопоглощающих нанокомпозитных материалов с использованием в качестве активной фазы ультрадисперсных частиц, обладающих магнитным, электрическим или дипольным моментом. Многочисленные исследования посвящены изменению амплитуды импульса электромагнитного излучения при отражении от поверхности. В меньшей мере исследовано преобразование формы импульса.

При взаимодействии электромагнитного излучения с веществом резонансные эффекты приводят к поглощению или рассеянию электромагнитного излучения. Поскольку переходы в каждом веществе возникают под воздействием электромагнитного излучения определенной частоты, то резонансные методы широко используются для изучения строения вещества

Создание тонких эффективных радиопоглощающих материалов возможно на основе веществ, у которых энергия перехода между двумя энергетическими уровнями имеет величину порядка 10^-25 - 10 ^-23 Дж, что соответствует радиочастотам, либо веществ или систем, в которых происходят какие-либо динамические процессы с частотой, равной частоте падающего излучения. Выбор известных материалов, имеющих соответствующие значения энергии переходов, достаточно ограничен, причем применение любого из известных веществ в качестве поглотителей обеспечивает их работу в достаточно узком интервале частот, поскольку энергия перехода является постоянной для данного вещества. Некоторое увеличение ширины линии поглощения происходит за счет микронеоднородностей в веществе. Широкополосные же «тонкие» поглотители создают на основе многофазных композитов или материалов, микроструктура которых существенно неоднородна, как то: металлические стекла, тонкие пленки, микропровод, дисперсные порошки. К изменению величины поглощения ансамблем неоднородных частиц может привести взаимодействие ультрадисперсных частиц между собой. Электрические и особенно магнитные свойства вещества существенно зависят от размера частиц. Адсорбция молекул или образование на поверхности металлических ферромагнитных частиц оксидов может привести к поглощению электромагнитного излучения за счет эффектов Зеемана и Штарка.

Особый интерес представляет резонансное взаимодействие электромагнитного излучения с собственными колебаниями наночастиц. Для расчета собственных частот колебаний наночастиц можно применить приближение гармонического осциллятора. Переменное магнитное или электрическое поле с частотой близкой или равной частоте собственных колебаний осциллятора вызовет увеличение амплитуды колебаний, что приведет к переводу магнитной или электрической энергии взаимодействия в тепловую, которая будет рассеиваться в окружающую среду. Обязательным условием данного процесса является наличие у колеблющейся частицы нескомпенсированного магнитного или электрического моментов. В отличие от молекул наночастица может обладать магнитным дипольным моментом (ферро- и ферримагнетики). Собственные частоты колебаний наночастиц определяются их размером и константой жесткости, которая связана с энергией взаимодействия частица-носитель, частица-частица.

Получение наночастиц на носителях высокотемпературными методами может привести к образованию связи частица-носитель за счет химических сил, таких как ионные, ковалентные или металлические. Силы связи и, соответственно, константы жесткости будут зависеть от расположения частиц на носителе и могут меняться в широких пределах. В этом случае константу жесткости можно получить на основе теории упругости, исходя из известных практически для всех веществ значений модуля Юнга.

Оценка частот собственных колебаний при химическом взаимодействии наночастиц с носителем показывает, что частоты колебаний лежат в области значений, характерных для СВЧ-излучения. Следовательно, если частицы будут обладать дипольным моментом, они могут резонансно взаимодействовать с электромагнитным излучением.

Взаимодействие наночастиц с носителями часто осуществляется и за счет сил Лондона-ван-дер-Ваальса. Обычно это характерно для адгезионных процессов. Для наночастиц адгезионное взаимодействие играет основную роль при контактах частиц между собой или при низкотемпературном образовании ультрадисперсных частиц на различного рода носителях. Собственные частоты колебаний наночастиц зависят от расстояния между частицей и носителем и размера частиц, а также от значений постоянной Гамакера, пределы изменения которой в зависимости от природы контактирующих тел лежат между 10^-18 - 10 ^-20 Дж. Оценка собственных частот колебаний наночастиц, связанных с носителем силами Лондона-ван-дер-Ваальса, показывает, что они лежат, в основном, в СВЧ-диапазоне

Расчеты частоты колебаний наночастиц в зависимости от наиболее характерных сил взаимодействия частиц между собой или носителями показывают, что можно подобрать системы, в которых наночастицы будут совершать колебания с требуемыми частотами. В качестве параметров, изменение которых обеспечивает необходимую область частот колебаний, могут служить размер частиц, силы их взаимодействия, и, в некоторых случаях, среда, в которой осуществляются колебания. Размер частиц и силы связи обусловлены способом и условиями получения наночастиц. Следует еще раз отметить, что резонансное поглощение электромагнитного излучения такими системами возможно при условии наличия у частиц дипольного момента, магнитного или электрического. Если магнитный момент является собственной характеристикой наночастицы, то электрический может быть обусловлен как собственным свойством частиц (сегнетоэлектрики), так и внешними причинами (адсорбцией ионов или дипольных молекул на поверхности частицы).

Особенно интересно, что для нанокомпозитных материалов с резонансными механизмами взаимодействия возможно не только поглощение, приводящее к уменьшению амплитуды импульса электромагнитного излучения, но и преобразование формы импульса при отражении.

Л.М. Бреховских была предсказана возможность изменения формы импульса электромагнитного излучения при отражении от поверхности при сохранении интегральной площади. В настоящей работе доказано, что такое изменение возможно для случая комплексного коэффициента отражения с частотно-зависимыми действительной и мнимой частями. При этом важны следующие возможности изменения профиля импульса: а) получение формы, отличной от исходной; б) контролируемое преобразование формы импульса. Коэффициент отражения, зависящий от частоты, играет роль передаточной функции.

Для нахождения отраженного импульса и соответствующих частотных и частотно - временных зависимостей коэффициентов отражения использовались численные расчеты.

Для контролируемого преобразования формы импульса необходимо обеспечить контролируемую с высокой точностью частотную зависимость коэффициента отражения в заданном диапазоне частот. Диапазон частот определяется характеристиками исходного импульса. Например, прямоугольный исходный импульс может быть преобразован в треугольный, если реализуется следующая частотная зависимость коэффициента отражения V:

Re (V(kw_{_}))= min (2|sin (kw_{_--}t /2)|/(kw_{_--}T), 1), (58)

Возможны и иные зависимости, приводящие к подобному результату, например,

Re (V(kw_{_}))= min (4| tg (kw_{_--}t/4)|/(kw_{_--}T), 1). (59)

Рассмотрено также влияние точности подбора радиофизических параметров материала на характеристики отраженного импульса (т.е. дополнительных флуктуаций коэффициента отражения). Если отклонения от требуемых характеристик сравнительно невелики, - т.е. дополнительные флуктуации V не превышают десятых долей от изменений амплитуды в частотной зависимости, обеспечивающей преобразование импульса, - то и в этом случае возможно существенное изменение формы импульса. Если же отклонения значительны (дополнительные флуктуации сравнимы по величине с изменениями амплитуды в частотной зависимости, обеспечивающей преобразование импульса, или даже превышают их), то основные черты исходного сигнала - форма и положение максимумов исходных пиков - сохраняются.

На Рис. 27а представлены частотные зависимости действительной части коэффициента отражения, на Рис. 27б показаны исходный (пунктир) и отраженные импульсы для коэффициентов отражения с дополнительными флуктуациями (график 2). Видно изменение формы импульса, однако сохраняются и черты исходного сигнала. Импульс из прямоугольного преобразуется не в треугольный, а в промежуточную форму - «ракетообразный».

Менее жесткие требования к передаточной функции - коэффициенту отражения - возникают, если необходимо только исказить форму импульса. Но при этом необходимо обеспечить немонотонную частотную зависимость коэффициента отражения. Для сравнительно простой частотной зависимости коэффициента отражения при характеристиках материала, обеспечивающих Re(V) в пределах от 0.4 до 0.9 (с одним пиком), представленной на Рис. 28а (график 1), форма импульса изменяется, однако основные черты исходного сигнала еще сохраняются. Это показано на Рис. 28б, (график 1). Высота «прямоугольной» части превышает высоту «треугольной» части «ракетообразного» импульса. При этом форма и месторасположение исходных пиков могут быть идентифицированы, несмотря на искажения.

При частотной зависимости коэффициента отражения со многими пиками (при характеристиках материала, обеспечивающих Re(V) в пределах от 0.1 до 0.9), представленной на Рис. 28а (график 2), форма импульса существенно изменяется. Исходный (пунктир) и отраженный импульсы для соответствующих коэффициентов отражения представлены на Рис. 28б.

Для того, чтобы изменить и симметрию формы импульса, требуется не только частотная, но и временная зависимость коэффициента отражения. Например, преобразовать прямоугольный падающий импульс в пилообразный позволяет следующая частотно-временная зависимость коэффициента отражения:

Re (V(kw_{_,} t))= min (g(kw_{_,} t), 1),--Q(g (kw_{_,} t)), (60)

Сложно физически реализовать хорошо контролируемую частотно-временную зависимость, необходимую для контролируемого преобразования формы импульса. Частотно-временная зависимость коэффициента отражения - перспективна для того, чтобы исказить сигнал, изменив симметрию формы импульса. Возможно изменение симметрии профиля импульса при отражении от поверхности с частотно-временной зависимостью коэффициента отражения, возможно и изменяющейся хаотически, вплоть до белого или цветного шума. Характерные времена изменения частотной зависимости должны быть сопоставимы с характерными временами падающего импульса электромагнитного излучения.

Физическая реализация передаточной функции - конкретные материалы, позволяющие реализовать частотную или же частотно-временную зависимость коэффициента отражения, - зависит от характерного диапазона электромагнитного излучения.

Можно ожидать преобразования формы импульса при отражении от слоистых структур. Для этого эффекта перспективно использование материалов, содержащих нанокристаллы ферро- и ферримагнитных или сегнетоэлектрических веществ, благодаря резонансным механизмам их взаимодействия с электромагнитным излучением. Полученные эффекты перспективны и для применения в функциональной электронике, радиолокации.

Выводы

1. На основании теоретического анализа и компьютерного моделирования квантовых систем пониженной размерности, подвергаемых воздействию электромагнитных полей, определены особенности изменения электронных и оптических свойств: энергетических спектров и законов дисперсии, волновых функций, локализации электронов и экситонов для этих систем, обусловленных величиной полей и структурой системы.

2. Определены границы применимости различных приближений и методов расчета параметров энергетических спектров электронов, экситонов и экситонных поляритонов в квантовых точках и квантовых ямах: приближения хаотических фаз, квазиклассического приближения, теории возмущений, метода Гайтлера-Лондона, метода молекулярных орбиталей, вариационного метода, метода численной диагонализации гамильтониана.

3. Установлены критические значения управляющего параметра - эффективной крутизны удерживающего потенциала в магнитном поле, определяющие влияние внешнего магнитного поля на энергетические спектры и локализацию электронов и экситонов в квантовых точках (отдельных и связанных, а также апериодических последовательностях различного типа, состоящих из квантовых точек).

4. Установлены зависимости спектров и резонансных частот исследуемых объектов от величин внешних полей и выявлены условия появления на них экстремумов. Обнаружена возможность немонотонного влияния магнитного поля на когерентность и локализацию, вызванная конкуренцией двух факторов: сжатия волновых функций и сжатия всей системы.

5. Определены энергии основного состояния, энергетические спектры, волновые функции электронов и экситонов в изолированных и взаимодействующих квантовых точках (парных или периодически либо апериодически расположенных). Продемонстрирована возможность управления свойствами подобных наноструктур (энергетическими спектрами, транспортом, локализацией) с помощью внешнего магнитного и / или электрического полей при различном расположении элементов в структуре. Показано, что, в отличие от периодических последовательностей, для апериодических последовательностей локализация происходит не при сколь угодно малых, а при конечных возмущениях, критическая величина которых определяется параметрами наноструктур - свойствами материалов (эффективной массой носителей заряда и диэлектрической проницаемостью), параметрами удерживающего потенциала, характером расположениея квантовых точек и расстоянием между ними.

6. Установлены условия, при которых при взаимодействии двумерных и квазидвумерных экситонов с фотонами для структур с одиночными или двойными квантовыми ямами и квантовыми точками, встроенными в микрорезонатор, возможно образование экситонных поляритонов. Обнаружена возможность и определены условия влияния магнитного поля, которое может быть и немонотонным, на переход Костерлица-Таулеса в когерентное состояние и на бозе-эйнштейновскую конденсацию (при наличии удерживающего потенциала) для системы экситонных поляритонов в оптической микрополости.

7. Обнаружены новые эффекты поведения квантовых объектов и возможность управления ими с помощью внешних электрических и / или магнитных полей: немонотонного влияния магнитного поля на установление ближнего порядка в электронном кластере в квантовой точке; спиновой перестройки в «молекуле» из квантовых точек с появлением спонтанной или наведенной намагниченности; бозе-эйнштейновской конденсации экситонных поляритонов при высоких температурах (десятки и сотни Кельвинов).

8. Рассмотрены особенности взаимодействия электромагнитного излучения с материалами, резонансно взаимодействующими с электромагнитным излучением, в частности с материалами, содержащими наночастицы разных классов, различающихся по составу и размерам. Показана возможность изменения формы импульса при отражении электромагнитного излучения подобными материалами. Оценено влияние точности подбора радиофизических параметров материала на характеристики отраженного импульса.

Основное содержание диссертации опубликовано в следующих работах

1.М.В. Астахов, А.В. Белый, …, Н.Е. Капуткина и др. «Перспективные материалы». Витебск: изд-во УО «ВГТУ», 2009. - 548 с.

2. Yu.E. Lozovik, N.E. Kaputkina. «Quantum Crystallyzation in Two-Electron Quantum Dot in Magnetic Field», Physica. Scripta, v. 57, p. 538-541, 1998.

3. Yu.E. Lozovik, N.E. Kaputkina. «Quantum Dot «Molecule», Physica Scripta, v. 57, p. 542-544, 1998

4. Yu.E. Lozovik and N.E. Kaputkina. «Spatially-separated Exсitons in Single and Coupled Quantum Dots», Physica Status Solidi B, v. 207 p. 147-152, 1998.

5. Н.Е. Капуткина, Ю.Е. Лозовик. «Горизонтальные» и «вертикальные» «молекулы» из квантовых точек», ФТТ, т. 40, с. 2127-2133,1998.

6. Н.Е. Капуткина, Ю.Е. Лозовик. «Энергетические спектры и квантовая кристаллизация двухэлектронных квантовых точек в магнитных полях», ФТТ, т. 40, с. 1753-1759, 1998.

7. Н.Е. Капуткина, Ю.Е. Лозовик. «Шаровые» квантовые точки», ФТТ, т. 40 с. 2134-2135., 1998.

8. Н.Е. Капуткина, Ю.Е. Лозовик. «Спектр непрямого магнетоэкситона», ФТП, т. 32, с. 1354-1362, 1998.

9. Н.Е. Капуткина, Ю.Е. Лозовик. «Спектры и элекктронная корреляция в полупроводниковых квантовых точках и молекулах из квантовых точек», Изв. ВУЗов, Материалы электронной техники, №1,1999 p. 60-64.

10.N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik. «Spatially-Indirect Exciton in Coupled Quantum Wells or Coupled Quantum Dots in Magnetic Field», Physica Status Solidi B, v. 221, N1, p. 341-344, 2000.

11. N.E. Kaputkina and Yu. E. Lozovik. «Two-dimensional exciton with spatially-separated carriers in coupled quantum wells in external magnetic field», Physica E, v. 12 Jan.2002, p. 323-326.

12. Астахов М.В., Капуткина Н.Е., Суслов Л.М. «Изменение формы импульса электромагнитного излучения при отражении от поверхности» Изв. Вузов. Материалы электронной техники, 2004. №4, c. 50-56.

13. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik. «Dimensional effects and magnetic field influence on excitons in coupled quantum dots and coupled quantum wells», Physica E, v. 26/1-4 pp. 291-296 (2005).

14. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik, M. Willander. «Influence of the magnetic field on formation and spectrum of the exciton-polariton in a microcavity», Physica B, v. 378, pp. 1049-1050, 2006.

15. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik. «Magnetic field influence on spectrum rearrangement and spin transformation of coupled quantum dots», J. Phys.: Condens. Matter, v. 18, S2169-S2174, 2006.

16. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik. «Magnetic field influence on excitons in coupled quantum wells and coupledquantum dots and on exciton polaritons in microcavities», Phys. Stat. Sol. (c), v 3, No 10, pp.3500-3503, 2006.

17. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik. «Indirect excitons in coupled quantum dots and exciton polaritons in optical microcavities in magnetic field», Physica B, Vol 403/5-9 pp 1537-1538, 2007.

18. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik, R.F. Muntyanu, Yu. Kh. Vekilov. «Single-particle and Two-particle Excitations in 1D Aperiodic Sequence of Quantum Dots», Phil. Mag.A, v. 88, pp.2253-2259, 2008.

19. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik. «Influence of external magnetic field and confinement on spectrum rearrangement and exciton polaritons in optical microcavity», Phys. Stat. Sol. (c) v. 6/1/2009, pp.20-23, 2009.

20. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik. «Single Quantum Dots and Quantum Dot System», Proc.of The 24th International Conference on the Physics of Semiconductors, World Scientific Publishing, Singapore, 1999

21. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik. «Coupled Quantum Dots and Coupled Quantum Wells in Magnetic Field», Conference Proceedings Vol.74, «Nanotubes & Nanostructures 2000», p. 335, ed. S. Bellucci, SIF, Editrice Compositori, Bologna, 2001.

22. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik. «Two-Dimensional Exciton with Spatially-Separated Carriers in Coupled Quantum Wells in External Magnetic Field», Proc of the 14^th international Conference on the Electronic Properties of Two-Dimensional Systems, p. 667-670, Prague, 2001.

23. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik. «Control of Electronic and Optical Properties of Coupled Quantum Dots by Magnetic Field», Proc. Of the International School & Workshop «Nanotubes & Nanostructures 2001» (N&№2001), Italy, Frascati, 2001.

24.N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik. «Magnetic field influence and spectrum rearrangement for spatially-indirect excitons in coupled quantum wells and coupled quantum dots», Proc. Of the International School & Workshop «Nanotubes & Nanostructures 2001» (N&№2001), Italy, Frascati, 2001.

25. Астахов М.В., Капуткина Н.Е., Суслов Л.М. «Влияние радиофизических свойств отражающей поверхности на изменение формы имульса». Труды X Междунар. конф. по спиновой электронике и гировекторной электродинамике, 2001 г. с. 98-107., УНЦ-1 МЭИ (ТУ), 2001.

26. N.E. Kaputkina and Yu.E. Lozovik. «Spectra and spin transition of ground state of quantum dot molecule», Proc.of the International Quantum Electronics Conference, Moscow, Russia, p. 128, 2002.

27. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik. «Two-dimensional and three - dimensional quantum dot spectra», Proc. of the International School & Workshop «Nanotubes & Nanostructures 2002» (N&№2001), Italy, Frascati, 2002.

28. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik. «Spatially-indirect magnetoexcitons with two-dimensional and three-dimensional carriers in coupled quantum wells and in coupled quantum dots», Proc.of International Conference on Theoretical Trends in Low Dimensional Magnetism, p. 18, Firenze, Italy, 2003.

29. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik. «Magnetic field influence on excitons in coupled quantum wells and on exciton polaritons in microcavities», Proc. of the International Conference «Nanoscience&Nanotechnology (N&N2005)», Frascati, Italy, 2005.

30. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik. «Magnetic field influence on spectrum rearrangement and spin transition of coupled quantum dots», Proc. of the International Conference «Nanoscience&Nanotechnology (N&N2005)», Frascati, Italy, 2005.

31. N.E. Kaputkina and M.V. Astakhov. «Nanoparticle materials with resonant mechanisms of interaction with electromagnetic radiations: absorption and shape transformation of pulse of electromagnetic radiation». Proc. of the International Conference «Nanoscience&Nanotechnology (N&N2005)», Frascati, Italy, 2005.

32. Н.Е. Капуткина, Ю.Е. Лозовик. «Связанные квантовые ямы и экситонные поляритоны в магнитном поле». Тезисы докладов 8-ой Всероссийской конференции по физике полупроводников «Полупроводники-2007», с. 167, Екатеринбург, 2007.

33. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik, R.F. Muntyanu, Yu. Kh. Vekilov. «Aperiodic Sequences of Quantum Dots», Proc. of 10th International Conference on Quasicrystals ICQ10, p. 93, Zurich, Switherland, 2008.

34. N.E. Kaputkina, R.F. Muntyanu, Yu E. Lozovik, Yu. Kh. Vekilov. «Single - and two-particle excitations in aperiodic sequences of quantum dots», 2008, International Conference on Advanced Optoelectronics and Lasers, ed. by Sukhovianov I.A., pp. 245-247.

35. N.E. Kaputkina, R.F. Muntyanu, Yu E. Lozovik, Yu. Kh. Vekilov. «Quasiperiodic sequences of quantum dots in external electrical and magnetic field», Proc.of First International Conference on Nanostructured Materials and Nanocomposites (ICNM 2009) p. 225-226, Kottayam, Kerala, India, 2009.

36. N.E. Kaputkina, Yu.E. Lozovik. «Control of electronic and optical properties of quantum dot systems by external magnetic field», Proc.of First International Conference on Nanostructured Materials and Nanocomposites (ICNM 2009), p. 225, Kottayam, Kerala, India, 2009.

37. N.E. Kaputkina, R.F. Muntyanu, Yu. E. Lozovik, Yu. Kh. Vekilov. «Aperiodic sequences of quantum dots in external magnetic and electric fields», Proc. of 6th International Conference on Aperiodic Crystals APERIODIC'09, p. 55, Liverpool, UK, 2009.

38. Н.Е. Капуткина, Ю.Е. Лозовик, Р.Ф. Мунтяну, Ю.Х. Векилов. «Апериодические одномерные последовательности квантовых точек во внешних электрическом и магнитном поле». Тезисы докладов 9-ой Всероссийской конференции по физике полупроводников, Полупроводники-2009, Новосибирск-Томск, c. 148, Новосибирск, 2009.

39. Н.Е. Капуткина, Ю.Е. Лозовик. «Спектры, локализация электронов и спиновая перестройка основного состояния горизонтальных и вертикальных молекул из квантовых точек». Тезисы докладов 9-ой Всероссийской конференции по физике полупроводников, Полупроводники-2009, Новосибирск-Томск, c. 138, Новосибирск, 2009.

40. N.E. Kaputkina, M.V. Astakhov. «Absorption and shape transformation of pulse of electromagnetic radiation due to interaction with nanoparticle materials», Proc. of the International Conference «Days on Diffraction» 2009, St. Petersburg, Russia, ed by I.V. Andronov, A.P. Kiselev, M.V. Perel, A.S. Kirpichnikova, pp.104-107, 2009.

Размещено на Allbest.ru

...