Электронные возбуждения, связанные с дислокациями в полупроводниках

• Автор: Свиридов, Владимир Владимирович
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1984
• Место защиты: Воронеж
• Количество страниц: 97 c. : ил

ОБЩЕЕ ВВЕДЕНИЕ
ГЛАВА I. ЛОКАЛИЗАЦИЯ ЭЛЕКТРОНОВ И ЭКСШШОВ НА ДИСЛОКАЦИЯХ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ
1.1. Введение. Электронный: спектр полупроводника
с дислокацией:
1.2. Эффективный, гамильтониан: для дислокационных,
электронов
Г.З. Экситоны, связанные с глубокими зонами дислокационного электронного спектра
Глава II. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ДИСЛОКАЦИОННЫХ ЭЛЕКТРОНОВ И
ЭКСШШОВ С ФОНОНАМИ
П.І. Электроц-фононное взаимодействие
П.2. Экситон-фюнонное взаимодействие
П.З. Релаксация дислокационных экситонов при
экситон-фононном взаимодействии
Глава III. ИССЛЕДОВАНИЕ ДИСЛОКАЦИОННОГО ЭКСИТОННОГО СПЕКТРА
ОПТИЧЕСКИМИ МЕТОДАМИ Ш.І. Введение. Оптические, свойства полупроводника.
с дислокациями
III. 2. Поглощение, света
Ш.З. Комбинационное; рассеяние, света
Ш.4. Дислокационная люминесценция
ГЛАВА ІУ. ВЛИЯНИЕ. ДИСЛОКАЦИОННЫХ ЭЛЕКТРОННЫХ СОСТОЯНИЙ НА
ПОДВИЖНОСТЬ ДИСЛОКАЦИЙ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ
IV.І. Введение
ІУ.2. Изменение, электронного спектра при движении
дислокационного перегиба

1У.З. Электронно-стимулированная подвижность
дислокаций
1У.4. Обсуждение: результатов
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ПРИЛОЖЕНИЕ А
ЛИТЕРАТУРА

ОБЩЕЕ ВВЕДЕНИЕ
Начиная с пионерских исследований тридцатых годов, физика твёрдого тела развивалась, главным образом, в рамках зонной теории, основанной на представлении о трансляционной симметрии идеальной кристаллической решётки. Эта теория, используя мощный аппарат квантовой механики и теории групп, смогла успешно описать свойства кристаллов и их отклик на разнообразные внешние воздействия. В качестве кульминации своего развития она позволила вычислять свойства кристаллических твёрдых тел, зная их химический состав [I]
В последнее время значительно возрос интерес к системам с отклонением от идеальной периодичности или полным её отсутствием /дефекты и примеси в кристаллах, радиационно-повреждённые и неупорядоченные материалы/. Одним из перспективных направлений является физика дислокаций в полупроводниках, интерес к которой обусловлен целым рядом причин как академического, так и прикладного характера.
С одной стороны, дислокации в полупроводниках представляют собой богатый содержанием объект исследования. К настоящему времени стало ясно, что дислокации обладают сложной внутренней структурой /расщеплённые ядра [2,3] , реконструированные валентные связи в них [4-б] /, которая в значительной степени определяет характер их влияния на свойства кристаллов [7] . В то же время заметную роль играет окружение дислокации, наличие и состояние примесей в решётке, способ введения дислокаций и характер термообработки и т.д. /например, [8]/. Всё это, вместе с чувствительностью полупроводниковых материалов к наличию локализованных состояний, связанных с дислокациями, приводит к многообразным и взЭг-имосвязанным проявлениям влияния дислокаций на электрические,

тонных линий, вместе с одномерностью рассматриваемой задачи приводят к возможности их экспериментальной регистрации. Отметим, что в рамках нашей модели несущественно то, связаны ли дислокационные состояния с неспаренными или реконструированными валентными связями [28, 34] ; важно лишь, чтобы они были достаточно глубокими.
Ш.2. Поглощение света Для расчёта вклада ДЭ в коэффициент поглощения света с часто-той СО и поляризацией ^ воспользуемся формулой Кубо
К(си)* /2.1
лС ц
Здесь А - плотность дислокаций /предполагается, что все однотип-ные дислокации имеют длину Ц /, ^ § 2 , коммутатор гейзенберговских операторов в /2.1/ усредняется по основному состоянию полупроводника /все дырочные зоны заполнены, электронные свободны/. Рассматривая оптические переходы между состояниями дырочной зоны п и электронной зоны П ' , компоненты оператора координаты можно
представить в виде [131]
= Х/ "(1Си)Рх„,-к„^Х„.к„* *с' } • /2-2
ки2спХп,
где через дСп мы обозначили квантовые числа поперечного движения
Л "
В зоне П , о( - оператор уничтожения электрона в состоянии | Э£н, 1с,,') в П1 -зоне, - оператор уничтожения дырки
в п -зоне. В прямозонном полупроводнике вблизи точки к-0 матричный элемент координаты обычно слабо зависит от к„ и может быть приближённо представлен в виде
Х*п3еп,(к')~ Х?пХп'(0) + к„Х** *(0) , /2.3/