CONFINAMIENTO NANOSC´OPICO EN ESTRUCTURAS ... - It works!

5.5 Estados superficiales inducidos por el confinamiento dieléctrico 129Puesto que los orbitales 1s y 1p se encuentran confinados en el estrecho pozodel autopotencial, las configuraciones 1s 2 y 1p 2 deben provocar una fuertecorrelación angular. Este efecto puede observarse en la figura 5.26, dondese ha representado la densidad de correlación angular Z(θ) [Ec. (5.47)] paralos casos A y B, y adicionalmente para el caso no polarizado (ε out = ε dot= 4). La figura muestra una localización angular progresiva de la densidadelectrónica. En el caso A (ε out = 80), Z(θ) alcanza valores considerables encasi todo el dominio de θ, lo que refleja la dinámica independiente de loselectrones. El caso correspondiente al punto cuántico no polarizado suponeuna transición hacia el caso B. Finalmente, en este último caso (ε out = 1),la densidad angular es nula o muy pequeña para valores de θ bajos e intermedios,lo que puede interpretarse como una localización de tipo Wigneren un régimen de alta densidad electrónica. Es importante remarcar que lalocalización de la densidad electrónica es extremadamente intensa en estecaso, pues no hay que olvidar que ésta sufre además una fuerte localizaciónradial inducida por el potencial de autopolarización. 20La formación de fases Wigner ha sido pronosticada e incluso confirmadaexperimentalmente [295] en condiciones límite de baja densidad electrónicao, lo que es lo mismo, en puntos cuánticos de gran tamaño. La acción de uncampo magnético externo, por otra parte, favorece la cristalización, de modoque ésta puede tener lugar en QDs de tamaño medio [15, 296, 297, 298, 299].Sin embargo, parece existir consenso en que este tipo de localización electrónicano puede darse en los QDs de menor tamaño (de unos pocos nano-20 También se ha realizado una exploración del efecto del entorno dieléctrico sobre laformación de estados superficiales excitónicos (pares electrón-hueco) [33]. Para ello seha tomado el modelo de una banda tanto para electrones como para huecos, y se hanllevado a cabo cálculos CI empleando una base de funciones monopartícula de la mismadimensión que en el caso bielectrónico. Cuando el QD está inmerso en aire o vacío, laelevada barrera de potencial confinante del hueco impide que éste presente densidad decarga en el exterior del QD. El confinamiento del electrón en el pozo externo del potencialde autopolarización conlleva por tanto una fuerte disminución del solape entre las funcionesde onda del electrón y el hueco, que se traduce en un fuerte decaimiento de la intensidadde absorción/emisión excitónica. En cambio, cuando el QD está inmerso en un medio dealta constante dieléctrica, la separación electrón-hueco (y, por tanto, la reducción de laintensidad de absorción/emisión) tiene lugar o no dependiendo de la relación m ∗ h/m ∗ e entresus masas efectivas. La altura de la barrera de potencial no es ahora un impedimento, yambas partículas son atraídas hacia el pozo del autopotencial. Si sus masas efectivas sonsimilares, la formación del estado superficial excitónico tiene lugar sin apenas alteracióndel solape entre ambos. No obstante, cuando la masa del hueco es considerablemente mayorque la del electrón, su localización en el pozo del autopotencial es mucho más intensa, loque hace disminuir el solape entre las dos partículas.