三个具有不同量子阱宽度的GaAs/AlAs多量子阱结构样品通过分子束外延生长设备生长在半绝缘的(100)p-型GaAs衬底上, 并且在量子阱层结构的生长过程中, 在GaAs阱层中央进行了Be受主的δ-掺杂。基于这3个结构样品, 通过光刻技术和半导体加工工艺制备了相应的两端器件。在4~200 K的温度范围内, 我们分别测量了器件的电流-电压特征曲线, 清楚地观察到了重、轻空穴通过δ-掺杂Be受主GaAs/AlAs多量子阱结构的共振隧穿现象。发现随着GaAs量子阱层宽的逐渐减小, 轻空穴的共振隧穿峰向着高电压方向移动, 这个结果和通过AlAs/GaAs/AlAs双势垒结构模型计算的结果是一致的。然而, 随着测量温度的进一步升高, 两个轻空穴共振峰都朝着低电压的方向移动, 并且在150 K温度下, 其中一个共振遂穿峰表现为一种振动模式。

在15 nm GaAs/5 nm AlAs单量子阱的GaAs阱层中间，分别进行不同浓度剂量的铍受主的δ-掺杂。铍受主在量子阱层中的扩散浓度分布，由扩散方程数值解出。高温下扩散在GaAs阱层中的Be受主将发生电离，成为带负电荷的受主离子，同时也向量子阱价带的子带中引入空穴。带负电荷的扩散受主离子和价带子带中的空穴，它们都是带电粒子在GaAs阱层中按库伦定律激发电场。相比较而言，对于无掺杂同结构量子阱，在空穴的薛定谔中增加了一个额外的微扰势，从而使无掺杂的量子阱价带的子带有所改变。在有效质量和包络函数近似下，通过循环迭代方法,数值求解了既满足薛定谔方程又满足泊松方程的空穴波函数，找出了自洽、收敛的空穴子带的能量本征值。计算发现考虑到这种额外微扰势，重空穴基态子带hh的能量有一个电子伏特变化，并且随着掺杂受主剂量的增加，重空穴基态子带hh向着价带顶红移，计算结果与实验测量符合得很好。

使用分子束外延生长设备, 在GaAs (100)衬底上生长了量子阱宽度为3 nm的GaAs/AlAs多量子阱样品, 并在量子阱层中央进行了Be受主的δ-掺杂。根据量子限制受主从束缚态到非束缚态之间的跃迁, 设计并制备了δ-掺杂Be受主GaAs/AlAs多量子阱太赫兹光探测器原型器件。在4.2 K温度下, 分别对器件进行了太赫兹光电流谱和暗电流-电压曲线的测量。在6 V直流偏压下, 空穴载流子沿量子阱层方向输运。当正入射激光频率为6.8 THz时, 器件响应率为2×10-4 V/W(2 μA/W)。通过器件的暗电流-电压曲线计算了器件全散粒噪声电流,在4.2 K、6 V直流偏压下, 全散粒噪声电流为5.03 fA·Hz-1/2。

通过显微拉曼(Raman)光谱仪,对一系列δ掺杂GaAs/AlAs量子阱中浅受主铍(Be)原子能级间跃迁进行了研究.实验样品是利用分子束外延技术生长在GaAs衬底(100)面上的GaAs/AlAs多量子阱,阱宽范围从30到200,并在阱中央进行了受主Be原子的δ掺杂.在4.2K液氦温度下,对样品进行了Raman光谱测量,并与光致发光(PL)光谱进行了对比,清楚地观测到了受主原子从基态能级1S3/2(Γ6)到第一激发态能级2S3/2(Γ6)之间的跃迁.根据量子力学中的变分原理和打靶法算法,计算了量子阱中类氢受主Be原子1s到2s能级间跃迁能量,并和实验结果进行了比较.计算结果表明,受主1s到2s能级间跃迁的能量随量子阱宽度减小而单调增加,并且与实验结果符合较好.

通过光致发光光谱,研究了量子限制效应对GaAs 体材料中均匀掺杂和一系列GaAs/ AIAs 多量子阱(阱宽范围从30?到200?) 中d 一掺杂浅受主杂质缺(Be) 原子带间跃迁的影响。实验中所用的样品是利用分子束外延技术生长的均匀掺Be 受主的GaAs外延层和一系列在量子阱的中央进行了浅受主Be 原子d 掺杂的GaAs/ AIAs 多量子阱。在4.2K 的低温下,测量了上述样品的光致发光谱,很清楚地观察到了受主束缚激子从基态18 3/ 2 (f 6) 到两个激发态28 3/ 2 (f 6) 和383/ 2 (f 6) 的双空穴跃迁。研究发现,随着量子限制效应的增强,受主跃迁能量会增加。对量子限制效应调节受主杂质问跃迁能量的研究,进一步增强了对受主能态可调性的认识,为太赫兹远红外发光器或激光器的研发提供了一种新的途径。

详细给出了一种测量完整克尔和法拉第效应的原理和实验装置。 该装置简单可靠, 完全由计算机控制。 利用傅里叶变换方法, 实验系统可以在从0.01度至几百度的克尔和法拉第旋转角范围内以及在1.5～6.0 eV的光子能量范围内, 准确地测量克尔和法拉第效应的绝对值。 作为实验测量的例子, 给出了MnBiAl合金薄膜样品和GaP块状样品的克尔和法拉第效应的光谱。 由于法拉第旋转角的值正比于样品厚度, 当采用单一的法拉第谱测定磁性样品的基本吸收边时应注意这一特点。