Свободные и связанные экситоны и экситонные молекулы в полупроводниках с непрямой запрещенной зоной

• Автор: Кулаковский, Владимир Дмитриевич
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 1983
• Место защиты: Черноголовка
• Количество страниц: 357 c. : ил

ВВВДЕНИЕ
Глава I. МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА
§ I. Экспериментальная установка
§ 2. Методика однородного сжатия кристаллов
§ 3. Образцы
Глава 2. ВЛИЯНИЕ ЗОННОЙ СТРУКТУРЫ НА СВОЙСТВА ЭДД
В $1' И Се
§ I. Введение
§ 2. Электронная и дырочная зоны и экситоны в
51 и Се
§ 3. Фазовая диаграмма газ-ЭДЖ в недеформированном
кремнии '
§ 4. ЭДЖ в одноосно сжатых кристаллах при 2 К
§ 5, Фазовая диаграмма газ-ЭДЖ в 5(<’Ю0>
§ 6. ЭДЖ в одноосно сжатых кристаллах &е
§ 7. Многокомпонентная смесь ЭДЖ
§ 8. Заключение
Глава 3. ЭКСИТОННЫЕ МОЛЕКУЛЫ
§ I. Введение
§ 2. ЭМ в одноосно сжатом кремнии
§ 3. ЭМ в одноосно сжатом германии
§ 4, Экситоны и ЭМ в магнитном поле, дестабилизация

§ 5. Заключение
Глава 4. ИОНИЗАЦИОННОЕ РАЗРУШЕНИЕ ЭКСИТОНОВ
§ I. Введение
§ 2. Система экситонов и ЭМ большой плотности и
экситонно-плазменный переход в однородно сжатых кристаллах д £е

§ 3. Фотогальванодьезомагнитный эффект в условиях
ионизационного разрушения экситонов
§ 4. Экситонно-плазменный переход в неоднородно
сжатых кристаллах германия
§ 5. Заключение
Глава 5. СПШ-ОРИЕНТИРОВАННЫЙ ГАЗ ЭКСИТОНОВ БОЛЬШОЙ
ПЛОТНОСТИ
§ I. Введение
§ 2. Проявление квантово-статистических свойств в
почти идеальном газе экситонов большой плотности
§ 3. Неидеальный экситонный газ
§ 4. Заключение
Глава 6. МНОГОЭКСИТОННО-ПРИМЕСНЫЕ КОМПЛЕКСЫ
§ I. Введение
§ 2. Вырождение зон и стабильность МЭПК в
§ 3. МЭПК в слабо сжатых кристаллах $1
§ 4. МЭПК в магнитном поле
§ 5. Экситонно- и биэкситонно-примесные комплексы
в Сге
§ 6. Экситонно-кластерные комплексы в умеренно
легированных кристаллах & (б)
§ 7. Заключение
ВЫВОДЫ
ЛИТЕРАТУРА

В условиях термодинамического равновесия в чистых полупроводниках при низких температурах свободные электроны и дырки практически отсутствует. Однако их можно возбудить, например, светом с энергией кванта, большей ширины запрещенной зоны. Благодаря ку-лоновскому взаимодействию электрон и дырка могут образовать связанное состояние - экситон, являющееся аналогом атома водорода или позитрония. В чистых непрямых полупроводниках время жизни ЭКСИТОНОВ достаточно велико - Ю"6 + 1СГ5 с. Оно существенно длин-
-ТО
нее времени термализации экситонов, которое составляет 10 *
Ю"9 с. Поэтому в кремнии и германии оказывается возможным приготовить квазиравновесную экситонную систему большой плотности и исследовать в такой системе стабильность и структуру различных свободных и связанных с мелкими примесями экситонных комплексов, влияние на них внешних электрических и магнитных полей, коллективные взаимодействия и фазовые переходы.
Наиболее простыми из экситонных комплексов являются связанные состояния двух экситонов - экситонные молекулы (ЭМ), или би-экситоны, и связанные состояния экситона с мелкой донорной или акцепторной примесью - экситонно-примесные комплексы (ЭПК), предположение о существовании которых в полупроводниках было высказано около двадцати лет назад [1,2] .В 5/ и бе , где эффективные массы электронов и дырок близки, такие комплексы являются, соответственно, аналогами молекулы позитрония и связанного состояния атомов водорода и позитрония. Стабильность ЭПК в полупроводниках была подтверждена экспериментально уже два года спустя Хейнсом
[з], обнаружившим при низких температурах в спектре излучения
~ ‘ * “ ’ ■ - ~ * ■*
кристаллов кремния, слабо легированных бором, узкую линию, распо-
_ -50ронной и дырочной зон на величину
Согласно правилу Ферми для рекомбинации электрона и дырки в непрямых полупроводниках о испусканием фонона $5? можно написать
г15]: 1(ф 2^21. 1м(^,К&)*
- П <п>
*$[Ее(ь,]) + Е.•-
где - перенормированная ширина запрещенной зоны^ = энергии и импульсы отсчитываются от экстремума соответствующей зоны, индекс j уг) обозначает орбитальное и спиновое квантовые чис-ла электронов'(дырок), а /„л - фермиевокке функции распределения электронов (дырок)
1л (12)
ЕРе^ - энергии Ферми электронов (дырок). Матричный элемент М трудно вычислить из первых принципов* Однако для разрешенных переходов, какими являются в кремнии переходы с испусканием как Ю, так и ТО фононов, можно пренебречь зависимостью М от Ке и К*в силу малости фермиевских квазиимпульсов (*><>д ) по сравнению с брИЛЛЮЭНОВСКИМ. Кроме ТОГО В СИЛУ малости можно пренебречь
дисперсией испускаемых фононов. В рамках таких приближений
Г М~/~ЫВ'/ЫЬ 1м1гЯ>е(£е)9), Ю£(Е'7)£ (Е>,т)х
*5(Ее+Е^ Ед-М-ЪЯ), (13)
где Я)е^ (ЕеЬ) - плотности состояний электронов и дырок. Как видно, из этого выражения, для разрешенных переходов спектральное распределение излучения ЭДЕ представляет собой свертку плотностей занятых состояний электронов и дырок. На этот результат впервые обратили внимание Каминский и др. [18], использовавшие его как аргумент в пользу металлического характера конденсата. В рамках рас-