各向异性抛物势对量子点中强耦合极化子激发态的影响

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《抛物量子阱中的类氢杂质态和激子》范文

《抛物量子阱中的类氢杂质态和激子》篇一一、引言随着现代物理学和材料科学的快速发展，抛物量子阱（Parabolic Quantum Well，PQW）中的电子和杂质态研究已成为凝聚态物理和量子电子学领域的重要课题。

特别是对于类氢杂质态以及激子的研究，这些微观粒子的特性和相互作用，为理解和设计新型光电器件提供了理论基础。

本文将重点讨论抛物量子阱中类氢杂质态和激子的性质，以及其潜在的应用价值。

二、抛物量子阱的基本理论抛物量子阱是一种具有抛物线形状势能曲线的量子阱结构，其电子的能量状态通常呈现出抛物线形状的能级分布。

这种结构在半导体材料中广泛存在，如InAs/GaAs等材料系统。

抛物量子阱中的电子运动受限于二维空间，因此具有特殊的量子力学行为。

三、类氢杂质态的研究类氢杂质态是指在抛物量子阱中，杂质原子与电子之间的相互作用类似于氢原子中的电子与质子之间的相互作用。

这种相互作用导致电子的能级发生分裂，形成一系列离散的能级。

这些能级对电子的输运性质、光学性质等具有重要影响。

研究类氢杂质态的能级结构、波函数等特性，有助于深入了解抛物量子阱中电子的量子力学行为。

四、激子的研究激子是指由一个电子和一个空穴组成的准粒子，在半导体材料中广泛存在。

在抛物量子阱中，激子的形成、运动和复合过程受到势能曲线的影响，具有独特的动力学特性。

研究激子的激发、传输和复合过程，对于理解和设计光电器件具有重要意义。

五、类氢杂质态与激子的相互作用类氢杂质态与激子之间的相互作用是抛物量子阱中重要的物理现象。

这种相互作用导致激子的能级发生分裂，形成一系列准束缚态。

这些准束缚态对光电器件的能级结构、发光特性等具有重要影响。

通过研究类氢杂质态与激子之间的相互作用，可以深入了解抛物量子阱中的电子结构和光学性质。

六、应用价值抛物量子阱中的类氢杂质态和激子研究具有广泛的应用价值。

首先，这些研究有助于设计和制造新型光电器件，如LED、激光器等。

其次，通过研究类氢杂质态和激子的能级结构、波函数等特性，可以深入了解材料的电子结构和光学性质，为材料设计和优化提供理论依据。

《抛物势InGaN-GaN核壳量子点中电子的带内跃迁光吸收》范文

《抛物势InGaN-GaN核壳量子点中电子的带内跃迁光吸收》篇一抛物势InGaN-GaN核壳量子点中电子的带内跃迁光吸收一、引言在当代半导体物理学领域，InGaN/GaN核壳量子点因其独特的电子结构和光学性质，在光电子器件中扮演着重要角色。

这些量子点中的电子带内跃迁光吸收现象，是理解其光学特性的关键。

本文将深入探讨抛物势InGaN/GaN核壳量子点中电子的带内跃迁光吸收现象，并对其机理进行详细分析。

二、InGaN/GaN核壳量子点概述InGaN/GaN核壳量子点是一种具有特殊结构的纳米材料，其核心部分由InGaN构成，外层则由GaN构成。

这种特殊的结构使得量子点具有独特的电子能级结构和光学特性。

由于其尺寸效应和量子限制效应，使得电子在量子点中的运动受到限制，从而产生一系列特殊的物理现象。

三、带内跃迁光吸收的物理机制在InGaN/GaN核壳量子点中，电子的带内跃迁光吸收是指电子在同一能带内从高能级跃迁到低能级的过程。

这一过程伴随着光子的吸收，使得量子点的光学性质发生变化。

带内跃迁的发生需要满足一定的能量条件，即跃迁前后电子的能量差必须与光子的能量相匹配。

此外，电子的波函数和能级分布也会对带内跃迁的过程产生影响。

四、抛物势的影响抛物势是描述量子点中电子运动的一种有效模型。

在InGaN/GaN核壳量子点中，抛物势的存在对电子的带内跃迁光吸收有着重要的影响。

抛物势的存在使得电子的运动受到限制，从而使得带内跃迁的能量条件和光学性质发生变化。

此外，抛物势还会影响电子的波函数和能级分布，进一步影响带内跃迁的过程。

五、实验研究及结果分析为了研究InGaN/GaN核壳量子点中电子的带内跃迁光吸收现象，我们进行了实验研究。

通过测量不同条件下的光吸收谱，我们观察到了明显的带内跃迁现象。

通过对实验数据的分析，我们发现抛物势的存在对带内跃迁的光吸收有着显著的影响。

此外，我们还发现量子点的尺寸、形状和成分等因素也会对带内跃迁的光吸收产生影响。

《2024年抛物势InGaN-GaN核壳量子点中电子的带内跃迁光吸收》范文

《抛物势InGaN-GaN核壳量子点中电子的带内跃迁光吸收》篇一抛物势InGaN-GaN核壳量子点中电子的带内跃迁光吸收一、引言在半导体物理和纳米科技领域，InGaN/GaN核壳量子点因其在光电子器件、光电器件及光电传感器件中的广泛应用而备受关注。

量子点内部的电子结构、能带特性和带内跃迁现象对于理解其光学性能至关重要。

本篇论文主要研究了抛物势InGaN/GaN核壳量子点中电子的带内跃迁光吸收特性，并探讨其影响因素。

二、InGaN/GaN核壳量子点概述InGaN/GaN核壳量子点由一个InGaN核和一个GaN壳组成，其独特的结构使得电子在量子点内部具有特殊的运动规律。

由于量子限域效应和能带工程，InGaN/GaN量子点的光学性能和电学性能与传统材料相比有着显著优势。

其中，电子的带内跃迁现象对量子点的光吸收性能有着重要影响。

三、电子的带内跃迁及光吸收原理电子的带内跃迁指的是电子在同一能带内部的不同状态之间的跃迁。

在InGaN/GaN核壳量子点中，由于量子限域效应和能级分立，电子的带内跃迁具有独特的特性。

当光照射到量子点上时，光子的能量被吸收，激发电子从低能级跃迁到高能级，从而产生光吸收现象。

四、抛物势对电子带内跃迁光吸收的影响抛物势是指在量子点内部，电子在运动过程中所受到的势场呈抛物线形状。

这种势场对电子的能级分布和运动轨迹有着重要影响，从而影响电子的带内跃迁光吸收。

研究表明，抛物势的存在使得InGaN/GaN核壳量子点的光吸收峰位发生红移或蓝移，且光吸收强度随抛物势强度的变化而变化。

五、实验方法与结果分析本部分通过实验手段研究了抛物势InGaN/GaN核壳量子点中电子的带内跃迁光吸收。

采用光学光谱仪、扫描电镜等设备对量子点进行表征和测量。

实验结果表明，抛物势的存在对电子的带内跃迁光吸收具有显著影响，随着抛物势强度的增加，光吸收峰位发生明显变化，且光吸收强度也相应增强。

此外，我们还发现不同尺寸和组成的InGaN/GaN核壳量子点的带内跃迁光吸收特性也存在差异。

各向异性抛物势对量子点中极化子基态结合能的影响

各向异性抛物势对量子点中极化子基态结合能的影响蔡春雨;赵翠兰;肖景林【摘要】量子点中三个方向存在不同的抛物限制势,采用线性组合算符和幺正变换方法研究了各向异性抛物势对量子点中强耦合极化子的振动频率和基态结合能的影响.导出了振动频率和基态结合能随电子-声子耦合强度和量子点中的有效受限长度的变化关系.数值结果表明:振动频率和基态结合能是电子-声子耦合强度的增函数.它们随三个不同的有效受限长度的增加而迅速减少.表现出量子点在三个不同方向的新奇的量子尺寸限制效应.【期刊名称】《内蒙古民族大学学报（自然科学版）》【年(卷),期】2012(027)005【总页数】4页(P504-507)【关键词】各向异性抛物势;量子点;振动频率;基态结合能【作者】蔡春雨;赵翠兰;肖景林【作者单位】内蒙古民族大学物理与电子信息学院,内蒙古通辽028043;内蒙古民族大学物理与电子信息学院,内蒙古通辽028043;内蒙古民族大学物理与电子信息学院,内蒙古通辽028043【正文语种】中文【中图分类】O4691 引言近年来,半导体超晶格、量子阱、量子线和量子点等低维电子体系的研究取得了巨大的成功,其广泛的应用前景,进一步启发人们从理论和实验上研究这种低维量子限制结构中极化子及其相关的性质.而其中量子点方面的研究更是学者们研究的热点,因其不同于体材料的奇特光学性质、电子输运特性和在量子计算方面的优越性〔1～4〕.Xie等〔5〕在球形量子点中,采用变分方法研究了束缚极化子的结合能.Cetin等〔6〕采用压缩态变分法,在抛物量子点中,对杂质磁极化子的基态结合能进行了研究.文中作者之一〔7，8〕采用LLP变换方法和修改的线性组合算符方法分别研究了极化子的速率对非对称量子点中弱耦合极化子性质的影响和磁场对非对称量子点中弱耦合杂质束缚极化子性质的影响.但实际上,文献〔7，8〕中的非对称量子点中的电子只是在xy平面内和z方向受不同的抛物势限制,实验中可控制性不太强.而在x,y和z三个方向被不同的抛物势所限制的量子点,因其尺寸和形状具有更大控制和调节范围以及更多的控制和调节方式,可以为量子点的新量子器件的开发和研制提供新的理论依据.然而关于这方面的研究还很少.本文即采用Lee-Low-Pines幺正变换方法〔9〕和线性组合算符方法〔10〕,研究了这种量子点中极化子的性质.2 理论模型假设电子与离子晶体或极性半导体的体纵光学（LO）声子相互作用,因为声子诱生势和晶体边界的作用,使电子在每一个方向的运动都是量子化的.设单一量子点中的电子在x方向、y方向和z方向被不同的抛物势V(x,y,z)限制.则电子-声子系的哈密顿量为:其中,ωii=1,2,3分别是量子点x,y,z三个方向的有效受限强度，其余物理量的意义与文献〔11〕相同.式（1）中的Vq和α分别为:然后对哈密顿量H引进线性组合算符:其中变分参量λ是电子的振动频率.再对其进行著名的LLP变换:选择基态波函数为:其中,0a是零声子态,0b是b算符的真空态,它们满足:则引进线性组合算符并作LLP变换后的哈密顿量在ψ0状态下的期望值可以写为:上式对 f(f ∗)和λ进行变分,取通常的极化子单位（ℏ=2m=ω=1）,可得极化子振动频率λ满足的方程为:其中,(i=1,2,3)分别为量子点x,y,z三个方向的有效受限长度,通过对上式的求解,得振动频率λ=λ0.设电子和声子独立存在时的能量为Ee和Ep，则极化子的基态结合能Eb为:3 结果与讨论取通常极化子单位（ℏ=2m=ωLO=1）作数值计算,可得在各向异性抛物势作用下量子点中强耦合极化子的振动频率λ和基态结合能Eb随电子-LO声子耦合强度α和量子点x、y、z三个方向的有效受限长度li (i=1,2,3)的变化关系,其结果示于图1～4中.图1表示强耦合极化子的振动频率λ随耦合强度α的关系曲线，实曲线和点画线分别表示x方向受限长度l1=0.6和l1=0.5.从曲线可以看出,λ随α的增加而增大,并且,随l1的减小而增大.极化子的振动频率λ随x和y方向受限长度l1和l2的关系曲线表示在图2中，由曲线可见,λ随l1、l2的减小而增大,并且,随l1的变化更显著.图3表明极化子的基态结合能Eb随耦合强度α的关系曲线，实曲线和点画线分别表示x方向受限长度l1=0.32和l1=0.22.从曲线可以看出,Eb随α的升高而增大,并且,随l1的减小而增大.图4显示了结合能Eb随l1和l2的关系曲线.从曲线可以看出,Eb随l1和l2的减小而增大,并且,随l1的变化更显著.图1极化子的振动频率λ与电子-声子耦合强度α的关系曲线.Figure 1 Relational curves of the vibration frequencyλof a polaron with the electron-phonon coupling strengthα图2极化子的振动频率λ与x和y方向受限长度l1和l2的关系曲线Figure 2 Relational curves of the vibration frequencyλof a polaron with the effective confinement length of the x and y directionsl1andl2图3极化子的基态结合能Eb与电子-声子耦合强度α的关系曲线.Figure 3 Relational curves of the ground state binding energyEbof a polaron with the electron-phonon coupling strengthα图4极化子的基态结合能Eb与x和y方向受限长度l1和l2的关系曲线.Figure 4 Relational curves of the ground state binding energyEbof a polaron with the effective confinement length of the xand y directionsl1andl2图1和图3表明极化子的振动频率和基态结合能是电子-声子的耦合强度的增函数.这一结果与文献〔13〕采用变分方法所得结果相符.这一结果产生的原因与文献〔14〕相似.由图2和图4分析可知,在α与l3取某一确定值时,极化子的振动频率和基态结合能均随x和y方向有效受限长度的减小而增大,并且,随x方向有效受限长度的变化更加显著.这是因为各向异性抛物势的存在,限制了量子点中电子的运动.当电子-声子耦合强度与z方向上抛物势确定时,随着x、y方向上抛物势的增大,即随l1、l2的减小,电子的热运动能量和电子声子相互作用能,由于电子运动范围的减小而增强,并最终导致了λ和Eb的增大.这与文献〔8，11，12〕中得出的相关量的变化趋势定性上保持一致.并且,由于现在研究的是完全不对称的量子点,故从这些图中容易看出,y方向的有效受限长度l2比x方向的l1大了若干倍,即电子在x方向上受到的抛物势的限制更强,因而,λ和Eb随l1的变化比随l2的变化更加明显,表现出被各向异性抛物势所限制的量子点中奇特的量子尺寸限制效应.由于研究的量子点在x、y和z三个方向被不同的抛物势限制，使我们找到了用量子点的三个不同方向的有效受限长度的大小来调节和控制电子的振动频率和基态能量以及基态结合能的大小的一种方式,它比通常的量子点和非对称量子点具有更多的调节和控制方式和更大的调节和控制范围.4 结论采用线性组合算符和幺正变换方法研究了各向异性抛物势对量子点中强耦合极化子的振动频率和基态结合能的影响.导出了振动频率和基态结合能随电子-声子耦合强度和量子点中的有效受限长度的变化关系.数值结果表明:振动频率和基态结合能是电子-声子耦合强度的增函数.它们随三个不同的有效受限长度的增加而迅速减少.表现出量子点在三个不同方向的新奇的量子尺寸限制效应.参考文献【相关文献】〔1〕M A Reed,J N Randall,R J Aggarwal,et al,Observation of discrete electronic states in a zero-dimensional semiconductor nanostructure〔J〕.Phys Rev Lett,1988,60:535.〔2〕S Kang,Y H Kil,B G Park,et al.Optical properties of Si1-xGexquantum dots grown using RPCVD〔J〕.Electronic.Materials.Letters,2011,7:121-125.〔3〕H E G Arnot,M Watt,C M Sotomayor,et al.Photoluminescence of overgrown GaAs-GaAlAs quantum dots〔J〕.Superlattice Microstruct,1989,5:459.〔4〕Mang Feng.A scheme of quantum computing with semiconductor quantum dots in optical cavity〔J〕.Physics Letters A,2003,306:353-357.〔5〕H J Xie,C Y Chen.A bound polaron in a spherical quantum dot〔J〕.Eur Phys JB,1998,5:215-218.〔6〕Kandemir B S,Cetin A.Impurity magnetopolaron in a parabolic quantum dot:the squeezed-state variational approach〔J〕.J Phys Condensed Matter,2005,17:667-677. 〔7〕王春燕,刘亚民,肖景林.极化子速率对非对称量子点中极化子性质的影响〔J〕.内蒙民族大学学报（自然科学版）,2007,22:481-483.〔8〕田惠忱,肖景林.非对称量子点中束缚极化子的性质〔J〕.固态电子学研究与进展,2009,29:326-329.〔9〕T D Lee,F E Low,and D Pines.The Motion of Slow Electrons in a Polar Crystal〔J〕.Phys.Rev,1953,90:297-302.〔10〕W J Huybrechts.Internal excited state of the optical polaron〔J〕.J Phys C:Solid State Phys,1977,10:3761-3768.〔11〕肖景林.非对称量子点中强耦合束缚极化子的性质〔J〕.固态电子学研究与进展,2009,29:1-4. 〔12〕许杰,肖景林.库仑场对非对称量子点中强耦合极化子声子平均数的影响〔J〕.发光学报,2008,29:547-550.〔13〕Kandemir B S,Altanhan T.The ground-and first-excited states of magnetopolaron in two-dimensional quantum dots for all coupling strengths〔J〕.Eur Phys J B,2003,33:227-232.〔14〕王贵文,肖景林.非对称量子点中强耦合磁极化子的性质〔J〕.固体电子学研究与进展，2010,30：342-345.。

抛物量子阱中强耦合极化子的基态能量计算

抛物量子阱中强耦合极化子的基态能量计算引言：在固体物理学中，极化子是一种准粒子，由电子-空穴对（激子）的库伦吸引形成。

极化子在二维材料中的研究引起了广泛的兴趣，因为它们具有多种潜在的应用，如光电子学和量子信息领域。

其中，抛物量子阱是一种常用的结构，用于研究强耦合条件下的极化子性质。

本文将介绍如何计算抛物量子阱中强耦合极化子的基态能量。

理论模型：为了计算抛物量子阱中强耦合极化子的基态能量，我们采用有效质量近似和量子力学微扰论。

在有效质量近似中，我们将极化子看作是一个电子-空穴对，其动量为(kx, ky)。

在抛物量子阱中，横向方向的势场势能可以表示为一个二元谐振子势能，而纵向方向的势场势能可以表示为一个无限大势垒。

量子力学微扰论用于处理完全耦合极化子态和自由电子-空穴对之间的耦合。

我们将自由电子-空穴对的哈密顿量表示为H0，极化子的哈密顿量表示为H1，而耦合哈密顿量则表示为Hc。

计算方法：1.首先，我们需要确定使用的有效质量模型。

对于抛物量子阱，常见的有效质量模型包括等效质量近似和$k·p$近似。

2.其次，我们需要计算自由电子-空穴对和极化子的对应的哈密顿量矩阵元素。

这可以通过使用有效质量模型和横向/纵向势场势能来完成。

3.接下来，我们使用微扰论计算耦合哈密顿量的矩阵元素。

这可以通过将单电子-空穴对和极化子的波函数展开为所使用的基函数的线性组合来实现。

4.最后，我们可以将耦合哈密顿量作用在自由电子-空穴对的波函数上，并通过解调和振子方程来求解能量本征值。

结果和讨论：基态能量的计算结果表明，随着耦合的增大，极化子的能量降低。

这是由于耦合引起了自由电子-空穴对和激子的混合。

此外，极化子的能量与势场势能的强度有关，较强的势场势能会导致更大的能量下降。

结论：通过使用有效质量近似和量子力学微扰论，我们可以计算抛物量子阱中强耦合极化子的基态能量。

这些计算结果对于了解极化子在二维材料中的性质和应用具有重要意义。

抛物量子点中强耦合束缚极化子的性质

束缚极化子的基态和激发态的能量、光学声子平均数。讨论了量子点的有效束缚强度和库仑束缚
势对基态能量、激发态能量以及光学声子平均数
的影响。
近年来，量子点体系的量子现象吸引了越来
越多的物理学家的关注。因其具有广泛的应用价值和许多新的物理特性，对量子点中电子性质的
收稿日：０６８６＇订日期：０６１－期２０－－；｜００｝２０－１４２基金项目：国家自然科学基金（０４０４；１３７０）内蒙高校科研基金（Ｊ４５）Ｎ００９资助项目作爿筒介：－ｒ陈时华（９８，，１７一）男内蒙古赤峰人，士研究生，硕主要从事凝聚态物理的理论研究。・：通讯联系人；Ｅｍａ；ｇｓ＠ｈｖ．ｅ，Ｔｌ０７－ｌｌｃｈｚｔｎｔｅ：（４５）８１５１ｌｃ３３６
Ｍｌｉｖｅｋ等采用绝热变分法研究了球型量子点ｎｏ
ｖ）＝（ｐ ÷ｍ ∞
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其中ｍ为电子的带质量，ｐ为二维坐标矢量， ‰
为量子点的受限强度。量子点中电子－子体系声
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束缚极化子的基态和激发态的能量、光学声子平均数。讨论了量子点的有效束缚强度和库仑束缚势对基态
能量、激发态能量以及光学声子平均数的影响。数值计算结果表明：量子点中强耦合束缚极化子的基态和激发态能量及光学声子平均数均随量子点的有效束缚强度的增加而减小，基态、激发态能量随库仑束缚势的增
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磁场和库仑场对抛物量子点中弱耦合极化子激发态性质的影响

随着微加工技术的进步和发展，们利用分人子束外延技术（Ｅ）金属有机化学气相沉积技ＭＢ、术（ＣＤ）ＭＯＶ和化学自组装技术等，制造出了已各种如量子点结构、量子阱结构、量子线结构等低维半导体结构。在过去的十几年里，们对不同人物理环境中的低维半导体结构的量子尺寸效应从理论和实验上进行了广泛的研究。近年来，被氢化杂质束缚并与离子晶体或极性半导体的体纵光学声子场相互作用的束缚磁极化子问题引起了国内外许多学者的极大兴趣。人
框架内应用金兹堡一朗道有效哈密顿量法研究了半导体和纳米结构中束缚磁极化子的跳跃磁致电阻和巨磁致电阻。Ｃａｒｕ等在有效质量近似ｈｒｒｏ
下，采用变分方法研究了磁场对柱形量子点中氢
２理论模型及方法
磁场和库仑场对抛物量子点中弱耦合极化子激发态性质的影响
葛利荣，肖景林
（．内蒙古牙克石林业第三中学，１内蒙古牙克石０２５；２２１０．内蒙古民族大学物理与电子信息学院，内蒙古通辽０８４）２０３
摘要：采用线性组合算符和幺正变换方法研究了磁场和库仑场对抛物量子点中极化子激发态性质的影响。
中图分类号：４９０７．０６；２３４
１引
言
异性量子点中杂质磁极化子的基态和第一激发态能量。Ｊｃｋ等用Ｄｖｄｖ则变换方法，ａａａｙｏ正研究了磁场中浅的和弱的椭圆盘形ＩＡ／ａｓ子点ｎｓＧＡ量中磁极化子的性质。Ｋｎｍｉ等采用压缩态变ａｄｒ分方法，究了三维抛物量子点中杂质磁极化子研的基态结合能。本文作者之一采用线性组合算符方法研究了量子线、子点中束缚磁极化子量

抛物量子阱中强耦合极化子的基态能量计算

抛物量子阱中强耦合极化子的基态能量计算强耦合极化子是由于带电粒子的电偶极子相互作用而形成的激发态。

在抛物量子阱中，电子和空穴会被限制在微小的空间中，导致它们之间的耦合增强。

这种增强的耦合效应可以导致极化子的基态能量的改变。

本文将介绍抛物量子阱中强耦合极化子的基态能量计算方法。

首先，我们需要定义抛物量子阱的哈密顿量。

假设抛物量子阱的束缚能级近似为二维谐振子势阱，则量子阱的哈密顿量可以表示为：H = \sum_{i} \left( \frac{{\mathbf{p_i}^2}}{{2m}} +\frac{1}{2} m \omega^2 \mathbf{r_i}^2 \right) + V(\mathbf{r_e}, \mathbf{r_h}) + \frac{e^2}{{4\pi \varepsilon_0}} \sum_{i,j}\frac{1}{，\mathbf{r_{ei}} - \mathbf{r_{hj}}，}\]其中，第一项是电子和空穴的动能，第二项是电子和空穴在谐振子势阱中的势能，第三项描述了电子和空穴之间的库伦相互作用。

为了计算极化子的基态能量，我们可以使用变分法。

我们假设极化子波函数由电子波函数和空穴波函数的直积给出：\]通过求解薛定谔方程，我们可以得到电子和空穴的波函数。

首先，我们对电子波函数进行变分：E_e \psi_e(\mathbf{r_e}) =\left( \frac{{\mathbf{p_e}^2}}{{2m}} + \frac{1}{2} m \omega^2 \mathbf{r_e}^2 \right) \psi_e(\mathbf{r_e}) + \frac{e^2}{{4\pi\varepsilon_0}} \int \frac{1}{，\mathbf{r_{eh}}，}\psi_e(\mathbf{r_e}) \psi_h(\mathbf{r_h}) d\mathbf{r_h} \]其中，$E_e$是电子的能量。

量子线中强耦合极化子的温度效应

Ｌ０声子相互作用时，温度对量子线中强耦合极化子特性的影响。对ＲＣ晶体所作的数值计算结果表明，ｂ１量子线中强耦合极化子的基态能量、平均数和光学声子平均数均随温度的升高而增加。
关键词：子线；化子；态能量；光学声子平均数；度效应量极基温ＰＣ：３０７３ＡＣ６２Ｋ；１８文献标识码：Ａ
用Ｆｙａ．ａｅｅｍｎＨｋｎ路径积分法研究了抛物量子线其中
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由于量子线等低维系统的上述特点，使其成
为当前的研究热点之一，量子线中极化子的物理
２哈密顿量及理论计算
晶体材料形成的量子线，ｘｙ平面内被抛在ｏ物势限制，考虑电子与ＬＯ声子相互作用后，电则
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第２期
丁朝华，等：量子线中强耦合极化子的温度效应
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磁场对抛物量子点中极化子内部激发态的影响

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维普资讯 Leabharlann 第２卷第３７期
固体电子学研究与进展
ＲＳＡＲＣ＆ＰＥＥＨＲＯＧＳＳＲＥＳＯＦＳＥ
Ｖｏ１２７．ｏ．３．Ｎ
２００７年８月
Ａｕｇ．，２７００
磁场对抛物量子点中极化子内部激发态的影响
合强度ａ以及外场Ｂ的关系。值计算结果表明，论强、数不弱耦合，场中量子点内极化子的ＡＥ、Ｅ和ｍ都随ｚ的磁、 △ 。
减小而增大，且都随回旋频率（场Ｂ的增大而增加。另外，弱耦合情形下，、Ｅ和均与ａ关，Ｅ而磁）在 △ 无而随的增大而减小。相反，强耦合情形下，、 △ 和均随ａ的增大而增加。在ＡＥ、Ｅ
Ａｂｔａｔ：Ｔｈｅｉｆｕｅｅｈｅｅｅｎｌｍａｎｅｉｉｌｎｔｏｒｉｓｏｈｘｃｔｄｓａｅｓｒｃｎｌｎｃｓｏｆｔｘｔｒａｇｔｃｆｅｄｏｈｅｐｒｐｅｔｅｆｔｅｅｉｅｔｔｏｆｔｅｐａｏｎａｐａａｏｌｃｑｎｔｍｔａｅｓｕｄｅｙｕｉｇｔｉｅｒｃｍｂｉａｉｎｏｐｒｔｒａｈｏｌｒｎｉｒｂｉｕａｕｄｏｒｔｉｄｂｓｎｈｅｌｎａｏｎｔｏｅａｏｎｄｔｕｎｔｒｔａｓｏｒａｉｍｅｈｏｄ，ｔｅａｉｎｆｈｅｉｓｉｔｒｌｘｉｅｓａｅｎｒｙｈｅｉａｙｒｎｆｍｔｏｎｔｈｅｒｌｔｏｏｔｆｒｔｎｅｎａｅｃｔｄｔｔｅｅｇＥ１，

抛物量子点中强耦合束缚磁极化子的温度效应

第!"卷!第#!期!$$%年#!月半!导!体!学!报&'()*+*,-./)01-2+*3(&-)4.&5-/+6789!"!)79#!4:;9 !$$%"国家自然科学基金批准号 #$=S "$$S 和内蒙古教育厅科研基金批准号 ),$S ##" 资助项目A 通信作者9*B C D 8 c D G Z D Y :G #?%!!#!%9;7B !!$$%N $%N $%收到 !$$%N $>N #S 定稿"!$$%中国电子学会抛物量子点中强耦合束缚磁极化子的温度效应"尹辑文# A !于毅夫#!肖景林!#内蒙古赤峰学院物理系赤峰!$!S $$$!内蒙古民族大学物理与机电学院通辽!$!>$S =摘要采用线性组合算符和幺正变换方法研究量子点中强耦合束缚磁极化子性质的温度依赖性导出了强耦合束缚磁极化子的振动频率基态能量和声子平均数随温度的变化关系9取/W &8晶体为例进行数值计算结果表明强耦合束缚磁极化子的振动频率基态能量和声子平均数随温度的升高而增大基态能量随量子点的有效受限强度的增加而增大9关键词量子点强耦合束缚磁极化子温度效应4%&& %=!$b "#=>中图分类号 -S %?!!!文献标识码 0!!!文章编号 $!@=N S #"" !$$% #!N !#!=N $S'!引!言随着分子束外延 3<*金属有机化合物气相沉积 3-&64等技术的发展纳米材料已经成为材料科学和凝聚态物理研究的热点9在准零维量子点结构中电子不仅在三维空间受到局域而且呈现出具有分立能级的量子态9由于具有新颖的物理特性及其潜在的应用前景量子点越来越受到人们的重视9许多学者对量子点中束缚磁极化子的性质分别从理论和实验的不同角度采用各种方法进行了广泛地研究9)H F c:G 等人 #采用仅有一个变分参量的尝试波函数方法详细研究了抛物限制势和磁场对量子点中氢杂质的基态能量和结合能的影响9并对强弱两种受限极限情况进行了微扰计算所得结果表明本方法适用于在R C 0M 类量子点中浅施主杂质9U :O F e E 7V 等人 !在黄金规则框架应用金兹堡N 朗道有效哈密顿量法研究了半导体和纳米结构中束缚磁极化子的跳跃磁致电阻和巨磁致电阻结果表明正的磁致电阻是一个束缚磁极化子的跳跃涨落的标记9b C G L :B D K 和&:O D G =采用由电子和相干声子态直积构成尝试波函数的方法计算了各向异性量子点中杂质磁极化子的基态和第一激发态能量得出量子点中杂质磁极化子的基态和第一激发态能量随磁场回旋频率的增加而增大9基态结合能随量子点受限长度的减小而增大的结论9,C ;C e 等人 S用4C V cL 7V 正则变换方法研究了磁场中浅的和弱的椭圆盘形(G 0M R C 0M 量子点中磁极化子的性质当考虑极化子相干效应时分析了在不同的受限能量和不同磁场时的极化子弛豫率9b C G L :B D K 等人 @采用压缩态变分方法研究了三维抛物量子点中杂质磁极化子的基态结合能9通过数值计算表明量子点中杂质磁极化子的结合能和基态能量的极化子修正随量子点的受限长度的减小而增大9采用线性组合算符方法研究量子点中束缚磁极化子性质的报道尚不多见9本文作者之一 % "采用线性组合算符方法研究了量子点中磁极化子和束缚磁极化子的性质9但这些研究都是在极限低温零度下讨论的对量子点中束缚磁极化子性质的温度依赖性研究甚少事实上有限温度时更有实际意义可为研究晶体的热学性质提供理论依据9本文采用线性组合算符和幺正变换方法研究了温度对量子点中强耦合束缚磁极化子性质的影响9(!理论模型假设电子被束缚于氢化杂质中并与离子晶体或极性半导体的体纵光学声子场相互作用且使电子在一个方向假设Y 方向比另外两个方向的受限强得多9所以只考虑电子在+K *平面运动假定单一量子点的束缚势为L (!"B /"# "!库仑束缚势为L , ('1",(&"半!导!体!学!报第!"卷其中!B 为电子的带质量% 为电子的二维坐标矢量%/$为量子点在+K *平面的特征频率!并定义为量子点的受限强度!磁场沿Y 方向!采取对称规范变换D a ^#!E *!#!E +!"$$!量子点中电子N声子系统的哈密顿量为!(<"J "B %!"B<+'."'"$*"%!"B<*%."'"$+"%!!"B /"#0"%-'./-.0%'0'%!-''L "'0%':P X "'D ',&$'/0(*1",(&"($其中L 2('?./1-"$_X ."B /"$1-!)'X''!"$Q !)"!(1"."$,X B "./"$1-!)"."!"1E >!,(!,m ^!,#"'$这里!0h'"0'$是波矢为'的光学声子的产生"湮灭$算符%(!&分别是电子的正则动量和位置矢量%/1-是光学声子的长波频率%,m !,$分别是高频和静介电常数%E 是磁感强度%!为耦合常数%Q 是归一化体积9将库仑束缚势作级数展开!&(''Q -'!'":P X "'D ',&$"%$引进线性组合算符<F (B .%'("!)""4F%4%F$&F(D ."B '(%!)""4F'4%F$'4?!4%F(((?F !!!?!F (+!*"*$根据1C G L C F N U :e C K 类型变分方法'>(研究量子点中强耦合束缚磁极化子性质!只进行第二次幺正变换#P (:P X -'"6_0%''6"_0''($")$哈密顿量变为!\(.%'-F"4%F 4%F %4F 4F %"4%F4F %!$%./"#'%-F""4%F 4F %!'4%F 4%F '4F 4F $%-'./1-"0%'%6"_$"0'%6_$%..'*'B "%-F""4F 4F %!'4%F 4%F '4F 4F $%D .."+B'"4*%4%*$"4+'4%+$'"4+%4%+$"4*'4%*$(%-'L "_"0%'%6"_$:P X '._"'B "$%:P X '."B "$%!)"-F_F 4%'(.FX :P X ."B "$%!)"-F_F 4'(F:D _YY %/">'-_''1"L ,]_":P X '._"'B "$%:P X '."B "$%!)"-F_F 4%'(FX :P X ."B "$%!)"-F_F 4'(F:'D _YY "+$取基态波函数为I )-!3$"Y $-I 8F -I 8_-"&$其中!&$"Y $-为电子在Y 方向的波函数!因电子在Y 方向受限极强!故2$"Y $&$"Y $-a ("Y $&8_-表示体纵光学声子数为8_的波函数%&8F -中8F a$!#!!!=+分别表示电子的基态!第一激发态+波函数9">$式对&)-的久期值为M "%!6_$a 2)&!i &)-!M "%!6_$对%!6_的变分极值给出量子点中强耦合束缚磁极化子的基态能量上限O $!即4#!56/5"%!6_$"!#$把">$和"?$式代入M "%!6_$a 2)&!i &)-得M "%!6_$(2)3!\I 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a$!#!!+分别表示电子的基态&第一激发态&第二激发态等波函数98是对各种状态的统计平均值9图!表示在不同的温度下!量子点中强耦合束缚磁极化子的平均数8随束缚磁极化子的振动频率%的变化关系曲线!由图!可以看出!8随%的增加而减小!在一定的8"8取确定值$!温度越高!强耦合束缚磁极化子的振动频率%越大%在一定的%"%取确定值$!温度越高!则8越大9这是因为由于温度的升高!晶格热运动增强!不但能激发实声子!同时也使电子由基态激发到激发态!导致量子点中强耦合束缚磁极化子的平均数8和振动频率%的增大9图!!在不同的温度下!平均数8与振动频率%的关系曲线2D H Q !!/:8C O D 7G C 8;F K V :M7T O E :B :C GG F B W :K 8Y D O E O E :V D W K C O D 7G C 8T K :I F :G ;c %C O L D T T :K :G O O :B X:K C O F K :M 图=表示量子点中强耦合束缚磁极化子的基态能量O $随温度W 的变化关系曲线9由图可以看出基态能量O $随温度W 的升高而增大9图S 表示在不同的温度下!量子点中强耦合束缚磁极化子的基态能量O $随量子点的受限强度/$的变化关系曲线9由图可以看出!基态能量O $随量子点的受限强度/$的增加而增大%在一定的受限强度"/$取确定值$!温度W 越高!则基态能量O $越大9这是因为由于温度的升高!晶格热运动增强!特别是强耦合晶体更容易被极化!使体声子增多!极化子频率增大!电子与更多的体声子相互作用导致基态能量的增大9图=!基态能量O $与温度W 的关系曲线2D H 9=!/:8C O D 7G C 8;F K V :7TO E :H K 7F G LM O C O ::G :K H c Y D O E O E :O :B X:K C O F K :量子点中强耦合束缚极化子的基态能量O $随量子点的受限强度/$的增大而增加!表明量子点受限越强!束缚磁极化子的基态能量越大9这是由于限定势"/$$的存在限制了电子的运动!随着限定势"/$$的增加!即0的减小!以声子为媒介的电子热运动能量和电子N 声子之间相互作用由于粒子运动范围的缩小"0的减小$而增大!导致量子点中强耦合束缚磁极化子的基态能量的增大9%"!"半!导!体!学!报第!"卷图S !在不同温度下基态能量O $与受限强度/$的关系曲线2D H Q S !/:8C O D 7G C 8;F K V :M7TO E :H K 7F G LM O C O ::G :K H cY D O E O E :;7G T D G :B :G O M O K :G H O EC O L D T T :K :O O :B X:K C O F K :M 据文献 = %报道量子点中杂质磁极化子的基态和第一激发态能量随磁场的回旋频率的增加而增大即随磁场的增大而增加9这也表明量子点中束缚磁极化子的基态能量随磁场增大和温度的升高而增大9+!结论我们采用线性组合算符和幺正变换方法研究量子点中磁极化子和束缚磁极化子的性质时所得结果与采用其他方法所得的结果相一致从而说明线性组合算符方法特别对于强耦合情形的研究是一种简单明了的好方法9本文研究量子点中强耦合束缚磁极化子的温度效应所得结果也表明本文采用方法的正确性9参考文献# !)H F c :G 61 )H F c :G 35 )H F c :G 5493C HG :O D ;T D :8L :T T :;O M 7T O E :W D G L D G H :G :K H c 7T E c L K 7H :G D B XF K D O D :M DG I F C G O F B L 7O MY D O E X C K C W 78D ;;7G T D G :B :G O M 9U E cM D ;C< !$$$ !?! #@= ! !U :O F e E 7V0R 27c ::839<7F G L B C H G :O D ;X 78C K 7GE 7X X D G HC G L HD C G OB C H G :O 7K :M D M K C G ;:D GB C HG :O D ;M :B D ;7G L F ;O 7K M C G L G C G 7M O K F ;O F K :9U E cM/:V< !$$$ %! # @!$ = !b C G L :B D K<+ &:O D G09R K 7F G L N C G L N T D K M O N :P ;D O :LM O C O ::G :K N H D :M 7T D B X F K D O c B C H G :O 7X 78C K 7GD GC GC G D M 7O K 7XD ;I F C G O F B L 7O 9UE cM/:V< !$$! %@ $@S =$=N #N ## S !,C ;C e 1 b K C M G c Z , ,C ;C e 4 :OC 893C H G :O 7X78C K 7GD GC Y :C e 8c :88D X O D ;C 8(G 0M R C 0M I F C G O F B L 7O 9U E cM /:V < !$$= %" $=@=$=N #N #=@ !b C G L :B D K<+ &:O D G09(B X F K D O c B C H G :O 7X78C K 7G D GC X C K C N W 78D ;I F C G O F BL 7O O E :M I F ::J :L N M O C O :V C K D C O D 7G C 8C X X K 7C ;E 9,U E cM &7G L :G M3C O O :K !$$@ #" %%" % !`E C G H U :G H \D C 7,D G H8D G 9(G T 8F :G ;:7T D G O :K C ;O D 7GW :O Y ::G X E 7G 7G M 7G X K 7X :K O D :M 7TB C H G :O 7X78C K 7G M D G M :B D ;7G L F ;O 7K IF CG O F B L 7O M 9&E D G :M :,7F K G C 87T+:B D ;7G L F ;O 7K M !$$@ !% #! !=@$ D G&E D G :M : 张鹏肖景林9声子之间相互作用对半导体量子点中磁极化子性质的影响9半导体学报 !$$@ !%#! !=@$" !f F f D T F f D G,D Y :G \D C 7,D G H8D G 9(G T 8F :G ;:7T O E :D G O :K C ;N O D 7GW :O Y ::G X E 7G 7G MC G LO E :B C H G :O D ;T D :8L7G X K 7X :K O D :M 7TW 7F G L X 78C K 7G D G C I F C G O F BL 7O 9&E D G :M :,7F K G C 87T +:B D N ;7G L F ;O 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D G&E D G :M : 于毅夫尹辑文肖景林9声子之间相互作用和磁场对半导体量子点中束缚极化子性质的影响9半导体学报 !$$% !" 增刊 S ?> !1Dg + `E Fb 49+O K 7G H :8:;O K 7G N XE 7G 7G D G O :K C ;O D 7G:T T :;O D G IF CG O F BL 7O M 9&7BB F G5E :7K c U E c M #??> !? =S = ? !b C K O E :F M :K*94D :8:;O K D ;X K 7X :K O D :M 7T X 78C K ;K c M O C 8M X 78C K 7G M D G D 7G D ;;K cM O C 8M C G L X 78C K M :B D ;7G L F ;O 7K M 9(G 2K 7E 8D ;EU 78C K 7G C G L *8:;O K 7G N U E 7G 7G(G O :K C ;O D 7GD GU 78C K+:B D ;7G L F ;O 7K M 90B M O :K NL C G 0G O Y :K X 0L V C G ;:L+O F L c (G M O D O F O : #?"! 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《2024年氮化物半导体量子点中的束缚极化子、激子及应变效应》范文

《氮化物半导体量子点中的束缚极化子、激子及应变效应》篇一一、引言氮化物半导体量子点（Nitride Semiconductor Quantum Dots, NSQDs）作为一种新型的纳米材料，因其独特的电子结构和优异的物理性质，在光电子器件、生物医学和能源科学等领域具有广泛的应用前景。

在NSQDs中，束缚极化子、激子以及应变效应等物理现象的研究，对于理解其电子结构和光学性质具有重要意义。

本文将重点探讨这些物理现象在氮化物半导体量子点中的表现及其影响。

二、束缚极化子束缚极化子（Bound Polaron）是半导体量子点中一种重要的物理现象，它指的是电子或空穴在量子点内部受到库仑力和其他相互作用力的束缚，形成一种局域化的极化状态。

在氮化物半导体量子点中，由于量子限域效应和强的电子-声子相互作用，束缚极化子的形成更加容易。

束缚极化子的形成对NSQDs的电子结构和光学性质具有显著影响。

一方面，它会导致能级结构的重新排列，使得电子和空穴的能级发生分裂；另一方面，它还会影响光生载流子的传输和复合过程，从而影响NSQDs的光学性能。

三、激子激子（Exciton）是半导体材料中的一种基本激发态，它是由一个电子和一个空穴通过库仑力相互吸引而形成的。

在氮化物半导体量子点中，激子的性质和行为受到量子限域效应、电子-声子相互作用以及激子间的相互作用等多种因素的影响。

激子的存在对NSQDs的光学性质具有重要影响。

激子可以吸收光能并发生辐射复合，从而产生荧光等光学现象。

此外，激子间的相互作用还会导致激子在量子点内部的扩散和传输，进一步影响NSQDs的光电性能。

四、应变效应应变效应（Strain Effect）是指由于外界因素（如应力、温度等）引起的材料内部原子或分子间的相对位移和形变。

在氮化物半导体量子点中，应变效应对材料的电子结构和光学性质具有重要影响。

应变效应可以通过改变NSQDs的能带结构、能级位置以及电子波函数等来影响其光电性能。

电场中非对称高斯势量子点内极化子量子跃迁的厚度效应

电场中非对称高斯势量子点内极化子量子跃迁的厚度效应赵玉伟;王国胜;韩超;额尔敦朝鲁【摘要】计及量子点厚度下,分别选取抛物势和高斯势描写盘型量子点中电子的横向束缚势和纵向束缚势,采用Pekar类型变分法推导出量子点中极化子的基态和第一激发态能量本征值和本征函数,以此为基础,构造了一个二能级结构,并基于二能级体系理论,讨论了极化子在外电场作用下的量子跃迁问题.结果表明,高斯束缚势比抛物束缚势更能精准反映量子点中真实的束缚势;量子点的厚度对极化子的跃迁几率Q所带来的影响有趣且有实际意义,不可忽略;电声耦合强度α、电场强度F、非对称高斯势的势垒高度V0和束缚范围L等对极化子的基态与第一激发态能量以及量子跃迁的影响显著;本文的结果有助于探讨利用这些物理量来调控量子点的输运特性和光学性质的途径和方法.【期刊名称】《发光学报》【年(卷),期】2018(039)011【总页数】6页(P1513-1518)【关键词】极化子;厚度效应;反对称高斯势;电场;量子跃迁【作者】赵玉伟;王国胜;韩超;额尔敦朝鲁【作者单位】河北科技师范学院凝聚态物理研究所, 河北秦皇岛 066004;河北科技师范学院凝聚态物理研究所, 河北秦皇岛 066004;河北科技师范学院凝聚态物理研究所, 河北秦皇岛 066004;河北科技师范学院凝聚态物理研究所, 河北秦皇岛 066004【正文语种】中文【中图分类】O4691 引言半导体量子点由于其重要的科学研究价值而正在成为量子信息、量子功能器件研究中的一个热点领域[1-4]。

然而，随着技术的进步，在本领域仍有一些有价值的课题亟待探讨。

首先，关于量子点存在厚度的问题：不难看出，人们对量子点的理论研究工作中，大多都未能考虑量子点的厚度所带来的影响，其结果无疑是比较粗糙的。

其次，关于量子点束缚势的描写：在许多研究中，单参量抛物势被用来描述量子点中电子的束缚势[5-8]。

然而，抛物势既没有有限的深度也没有范围可言，是一种过于简化的模型，不能很好地反映真实的束缚势。

量子点中极化子的内部激发态性质

处理器。由量子点组成的点阵还可能具有相干集
Ｓｈｄｇｒｃｒｉｅ微扰法计算了抛物极化子态和自能，６ｎ
体效应、新的声子模式和光学性质，有可能成为未
来纳米级的双稳态器件、超微激光器的首选结构。
结果显示基态能绝对值的极化修正和激发态能量
的极化修正随量子点的减小而增大。Ｒｎ和ｅＣｅ用二级Ｒｙｉ－ｈ￣ｉｅ微扰法计算了ｈｎａｌｇＳｒｎｒｅｈｃｄｇ
因而量子点系统像半导体超晶格、半导体量子线
一
样引起了国内外学者的广泛重视。由上述器件
电子和体纵光学声子相互作用，结果表明，如果量
子点小到几个纳米，化影响很明显。ｕ和极Ｚｕ用Ｌｎａ－ｋｒｈａｄｕＰｅ变分法研究了抛物量子点ｅ
Ｃｅ【用Ｌｅｉｓｕｂｒｈ方法讨论了对称ｈｎ７ｅ－ｎ－ｙｅｃｔＰｅＨｅｓ
将主要的研究对象集中在单个量子点上，研究在不同材料组成的单个量子点中各种载流子的物理
性质以及在外场中的新现象。
我们知道电子－声子相互作用对三维极性晶体中的电子性质和光学性质有显著影响。近十年
Ｈｍａ等【实验证实电子和体纵光学声子常常ａｅｕ２处于强耦合区域，且形成电子和体纵光学声子交
叠混合的模式。Ｚｕ和Ｇ４用二级Ｒｙｉ — ｈｕｌａｌｇｅｈ
电子运动控制开闭状态的半导体器件，通过巧妙
的排列还可能制作微小的功能强大的计算机中央
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第１期
乌云其木格，：等量子点中极化子的内部激发态性质

简介抛物量子阱

简介抛物量子阱
元丽华;姚小菊;王春妮
【期刊名称】《甘肃科技》
【年(卷),期】2005(21)12
【摘要】对物理学前沿抛物量子阱做了简单介绍,主要介绍了抛物量子阱的类型和制造以及在器件方面的一些简单应用.
【总页数】2页(P152,119)
【作者】元丽华;姚小菊;王春妮
【作者单位】兰州理工大学,理学院,甘肃,兰州,730050;兰州理工大学,理学院,甘肃,兰州,730050;兰州理工大学,理学院,甘肃,兰州,730050
【正文语种】中文
【中图分类】O471.1
【相关文献】
1.半抛物量子阱中二阶非线性光学性质的研究 [J], 李俊生;张志海;孙东升;杨亮亮
2.抛物势对非对称半指数量子阱中弱耦合极化子振动频率的影响 [J], 白瑞锋;肖景林
3.抛物受限势对非对称半指数量子阱中极化子基态结合能的影响 [J], 孙丙西;肖景林
4.各向异性抛物势对非对称高斯势量子阱中强耦合极化子性质的影响 [J], 白瑞锋;肖景林
5.各向异性抛物势和杂质对非对称半指数量子阱中束缚极化子基态结合能的影响[J], 孙丙西;肖景林
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电场对抛物量子线中强耦合极化子性质的影响

方面具有非常广泛的应用前景．ｈｎ１采用Ｐｋ变分法和微扰变分法研究了柱形量子线中极化子的Ｃｕ等ｌ］ｅａｒ基态和激发态结合能；ｈｕＺｕＧ［３分别采用变分法研究了矩形、Ｚｏｈ和ｕ．２］柱形量子线中电子的自陷能和结合能等；ｕ等【５采用密度矩阵法研究了矩形量子线中极化子的相关问题．ｅｎ等ｌ用ＬｒｎＧｏ］，Ｙｕｇ６Ｊａｅ微扰法ｓ
ＡｂｔａｔＴｈｆｅｃｆｅｅｔｉｉｌｎｔｅｐｏｅｔｓｏｔｏｇ—ｃｕｌｇｐｌｒｎｉａａｏｉｓｒｃ：ｅｉｌｎｅｏｌｒｃｆｄｏｈｒｐｒｉｆｓｒｎｎｕｃｅｅｏｐｉｏａｏｐｒｂｌｎｎｃｑａｔｍｒｅｓｕｉｄｂｓｎｉｅｒｃｍｂｎｔｎｏｅａｏｎａｉｔｎｌｍｅｈｄ．Ｔｈｕｎｕｗｉａｔｄｅｙｕｉｇｌａｏｉａｉｐｒｔｒａｄｖａｉａｔｏｓｓｅｒｎｏｒｏｅｇｏｎｔｔｎｒｙｏｔｏｇ—ｃｕｌｇｐｌｒｎｉａａｌｕｔｍｒｓｃｌｕａｅｏｈｒｕｄｓａｅｅｅｇｆｓｒｎ — ｏｐｉｏａｏｐｂｉｑａｕｗｉｉａｃｌｔｄｆｒｔｅｎｎｒｏｃｎｓｅｃｓｅｅｔｅｅｅｔｎｉｔｒｃｅｔｕｋＬｐｏｏｄａｄｄｅｃｒｉｌ．ＮｕｒａｌｕａｅｗｈｒｈｌｃｒｅａｔｄｗｉｂｌＯｈｎｎａｄｅｌｔｉｆｄｏｎｈｎｅｃｅｍｅｉｌａｃ — ｃｃｌｔｎｉｕｔａｅｈｔｈｒｕｄｓａｅｅｅｇｃｅｓｓｗｉｈｃｅｓｎｏｆｅｎｔｅｇｈａｉｌｓｒｔｄｔａｅｇｏｎｔｔｎｒｙｉｒａｅｔｔｅｉｒａｉｇｃｎｉｍｅｔｒｎｔ，ｏｌｔｎｈｎｎｓｎｅｒａｅｔｎｒａｉｇｏｌｃｒｃｆｄｓｒｎｔｒｇｈａｄｄｃｅｓｓｗｉｈｉｃｅｓｎｆｅｅｔｉｉｌｔｅｇｈａｄｗｉｅｌｎｔ．ｅｎｅ

抛物势量子点电荷量子比特的消相干

抛物势量子点电荷量子比特的消相干
孙家奎;李红娟;肖景林
【期刊名称】《内蒙古民族大学学报（自然科学版）》
【年(卷),期】2009(024)003
【摘要】通过求解能量的本征方程得出了抛物线性限制势下柱形量子点中电子的基态、激发态本征波函数及其本征能量,将基态、激发态二能级系统作为一个量子比特,利用费米黄金规则讨论了量子点受限长度对量子点消相干速率的影响,同时讨论了电子在空间概率密度分布的时间演化和振荡周期. 数值计算结果表明,量子比特的消相干速率随受限长度的增加而减小,振荡周期随受限长度的增加而增加.电子的概率密度在空间呈周期性的变化.
【总页数】3页(P241-243)
【作者】孙家奎;李红娟;肖景林
【作者单位】内蒙古民族大学,物理与电子信息学院,内蒙古,通辽,028043;内蒙古民族大学,物理与电子信息学院,内蒙古,通辽,028043;内蒙古民族大学,物理与电子信息学院,内蒙古,通辽,028043
【正文语种】中文
【中图分类】O469
【相关文献】
1.抛物势量子点中强耦合双极化子量子比特的性质 [J], 额尔敦朝鲁;韩超;张颖
2.抛物线性限制势量子点量子比特的振荡周期 [J], 王子武;刘云飞;肖景林
3.抛物线性限制势量子点量子比特的研究进展 [J], 尹辑文;于毅夫;李伟萍;王子武;肖景林
4.光学声子对三角束缚势量子点量子比特消相干时间的影响 [J], 李红娟
5.库仑场对抛物线性限制势二能级系统量子点量子比特概率密度的影响(英文) [J], 陈英杰;肖景林
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抛物量子点中弱耦合极化子声子色散效应

抛物量子点中弱耦合极化子声子色散效应抛物量子点（quantum dots）是一种特殊的半导体材料。

由于它具有较小的尺寸，所以它的电子结构和光学性质与大块半导体材料有着较大的不同。

抛物量子点中的电子和空穴由于受到三维量子限制，形成了离散的能级，而这种能级的形式会受到抛物体形状的影响。

这样，抛物量子点的能量结构将会对很多物理现象的产生和发展起到影响作用。

其中一个值得关注的是抛物量子点中的极化子声子色散效应。

极化子（exciton）是指在晶体中由电子和空穴形成的一种中性粒子，它与光子类似，因此也被称为“激子”。

它们的能量和寿命随着量子点的尺寸而改变，在纳米尺度下，极化子的能量变得更大，寿命变短。

因此，极化子对于表征和研究纳米科学和纳米技术来说是非常重要的。

抛物量子点中的极化子能级相互作用和声子色散效应会对极化子的能量结构进行修正。

极化子间的相互作用包括两部分：一是类似于库伦作用的长程相互作用，另一个是短程相互作用，由极化子和声子之间的相互作用引起。

这些相互作用的结果是抛物量子点中的极化子能级结构非常复杂，比如极化子的能级分裂等。

极化子间的相互作用会受到声子色散效应的影响。

声子色散（phonon dispersion）是指在晶体中的声子能量与波矢的依赖关系。

它与材料的物理性质和结构紧密相关，同时也是量子点材料的一个重要特征。

在声子色散的影响下，极化子的能级结构会发生变化，极化子能级的位置和强度会发生改变，这会导致能量传递路径的变化。

除了声子色散效应之外，还有一些其他因素会影响抛物量子点中的极化子间相互作用、能量结构和光学性质，比如极化子激子相互作用、载流子注入和热效应等。

因此，为了更好地理解抛物量子点中的物理现象，需要综合考虑这些因素的影响。

总之，抛物量子点中的极化子声子色散效应是一个重要的研究领域。

在不同的实验条件和理论模型下，极化子间相互作用的性质和响应都不同，因此需要在实验和理论上深入探索。

这对开发新型纳米材料和调控材料光电性质都具有重要意义。