Теоретическое исследование возбуждения и ионизации глубоких центров в кристаллических структурах электромагнитным полем

• Автор: Москаленко, Андрей Сергеевич
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 105 с. : ил.

1 Воздействие ТГц-излучения на люминесценцию ионов Ег3+ в кристаллическом

1.1 Введение

л 1.2 Концепция нового механизма возбуждения

1.3 Вычисление вероятности возбуждения

1.3.1 Общее выражение для вероятности возбуждения

,! 1.3.2 Матричный элемент кулоновского взаимодействия

1.3.3 Приближения и результат

1.4 Сравнение с экспериментом и обсуждение .

2 Процессы оже-возбуждения ионов Ег в БКвЮг наноструктурах

2.1 Экситоны в нанокристаллах

2.1.1 Эффект размерного квантования электронных состояний

2.1.1.1 Численное решение
2.1.1.2 Адиабатическое приближение
2.1.1.3 Влияние второй зоны проводимости
2.1.2 Эффект размерного квантования дырочных состояний
2.1.3 Кулоновский сдвиг
2.1.4 Сравнение с экспериментом и обсуждение
2.2 Возбуждение ионов Ег
2.2.1 Матричный элемент кулоновского взаимодействия
2.2.2 Случай передачи большого квазиимпульса
2.2.3 Случай передачи малого квазиимпульса
2.2.3.1 Диполь-дипольное приближение
2.2.3.2 Обобщение диполь-дипольного приближения
2.2.4 Обсуждение результатов

3 Влияние магнитного поля на туннельную ионизацию глубоких центров
3.1 Введение
3.2 Обзор литературы
3.2.1 Термоионизация глубоких центров в полупроводниках
3.2.2 Туннелирование электрона в электрических и магнитных полях
3.2.3 Многофоннонное туннелирование: теория и эксперимент
3.2.4 Влияние заряда: эффект Пула-Френкеля
3.3 Туннелирование электрона с глубокого центра под действием переменного электрического поля в присутствие магнитного поля
3.3.1 Квазиклассическая волновая функция туннелирующего электрона
3.3.2 Вероятность прямого туннелирования электрона
3.4 Термоактивированная туннельная
ионизация короткодействующего центра
3.5 Сравнение с экспериментом и обсуждение
Заключение
А Модель зонной структуры Si
А.1 Зона проводимости
А.2 Валентная зона
А.З Интеграл перекрытия между зонами h и с2
А.4 Матричный элемент оптического перехода между зонами cl и с2
В Симметрийные свойства кулоновских интегралов
С sin Пт0 = 0: общий случай
Список литературы

В настоящее время все больший интерес проявляется к созданию оптических интегральных схем с элементами, осуществляющими различные функции: генерации света, преобразования оптических сигналов, усиления, переключения, функции приемника и волновода [1]. Так как кремневая технология на данный момент позволяет получить наиболее совершенный материал, то многие из этих элементов могут быть эффективно реализованы и интегрированы на ее основе. Одними из наиболее важных элементов являются усилители оптического сигнала. Они могут быть реализованы на основе диоксида кремния, легированного эрбием (ЗЮг:Ег). Причина особого интереса к Ег3+ обусловлена тем, что энергия перехода между его первым возбужденным 41гз/2 и основным состоянием 41х5/2 (0.81 эВ) попадает в окно прозрачности для оптоволокна на основе ЭЮг [2, 3], соответствущая длина волны является стандартом в телекоммуникационных технологиях. Однако существующие в настоящее время усилители на основе 8Юг:Ег все еще достаточно дороги и громоздки для интегрирования с другими элементами.
В последнее время появилось большое число исследований, посвященных изучению кристаллического кремния, легированного эрбием (ЗпЕг) [4]. Преимущество применения БнЕт заключается в возможности значительно увеличить эффективное сечение возбуждения ионов Ег3+ по сравнению с БК^Ег. Однако, фотолюминесценция Ег в кристаллическом характеризуется сильным температурным гашением и практически не наблюдается при температурах выше 200 К. Существует большой интерес к исследованиям, направленным на преодоление этого фундаментального недостатка.
Недавно начали интенсивно изучаться легированным эрбием наноструктуры ЭьЭЮг [5], а именно материал, состоящий из нанокристаллов Б1 в кристаллической матрице БЮг- В волноводах, созданных на его основе, наблюдалось эффективное усиление на длине волны 1.5 мкм [7]. Усиление является следствием эффективной передачи возбуждения от электронно-дырочных пар (экситонов), генерируемых в нанокристаллах, к ионам эрбия [8]. Хотя к настоящему времени существует большое число экспериментальных результатов для такого материала, механизм передачи возбуждения от электронно-дырочных

2 Процессы возбуждения ионов Ег в Si-SiCb наноструктурах

в том, что касается величины матричного элемента, случай, когда ион Ег3+ находится вблизи границы нанокристалла, так что можно считать Я = Л„с. Абсолютные значения огибающих волновых функций электрона и дырки иа границе нанокристалла можно оценить по порядку величины [27, с. 89] как произведение отношения энергии размерного квантования к энергетической высоте барьера
2 _ 2h2/(meWRlc)
7е(л) = 77 (2-85)

и нормировочного множителя у2/R„c:
|£e(ft)|boundary ~ 7е(Л) V^T^Ic, (2.86)
где Ue(h) - высота энергетического барьера для электронов (дырок), ine{h)
наименьшая из возможных масс электрона (дырки). Это приводит к следующей оценке матричного элемента кулоновского взаимодействия:
~ Е КиС2,1/|ит)|7е7ь- (2.87)
Для нанокристаллов с радиусом более 2 нм значения факторов 7*, 73 не превосходят 10"1. На расстоянии d от границы нанокристалла значение матричного элемента убывает еще примерно в ехр(^^£-) раз, где 7 = 7е7ь/(7е + 7ь)- Для более точной оценки матричного элемента в рассматриваем случае необходимо использовать соответствующие волновые функции электронов и дырок, рассчитанные с учетом конечности потенциальных барьеров на границе. Подобный расчет был произведен, например, в работе [54]. В рамках сделанных оценок, мы приходим к выводу, что вероятность возбуждения иона Ег3+, находящегося вне нанокристалла, с передачей большого квазиимпульса, по крайней мере на 3 порядка ниже, чем вероятность возбуждения иона Ег3+, находящегося внутри нанокристалла.
2.2.3 Случай передачи малого квазиимпульса
Обозначим часть матричного элемента М/соответствующую суммированию по области значений волнового вектора <7 < 1/азі, ^'}р,им- Для таких значений волнового вектора мы с достаточной точностью можем воспользоваться разложением
1 Дф1я+т'-к-ь.п) и 1 —iq(R—г.л,)(1 + 2qr')(i _ гдДГ2), (2.88)
к(д,ш)д2 и(д,ш)дг