Поляризация горячей фотолюминесценции в магнитном поле в кристаллах арсенида галлия

• Автор: Сапега, Виктор Федорович
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1983
• Место защиты: Ленинград
• Количество страниц: 154 c. : ил

ВВЕДШИЕ
ГЛАВА I. СПЕКТР И ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЛЮМИНЕСЦЕНЦИИ ГОРЯЧИХ ЭЛЕКТРОНОВ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ
§ І.І. Оптические методы изучения горячих носителей
тока в полупроводниках
§ 1.2. Спектр и поляризация горячей фотолюминесценции
(ГФЛ) в кристаллах р-баЛБ
Глава II. МЕТОДИКА ИССЛЕДОВАНИЯ Ш
§ П.І. Методика и техника эксперимента
§ П.2. Поляризационные измерения. Ошибки измерений
Глава III. СПЕКТР И ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ Ш В
УМЕРЕННО ЛЕГИРОВАННЫХ КРИСТАЛЛАХ р-Са/ІБ
§ Ш.І. Зонная структура полупроводников типа
§ Ш.2. Фононные осцилляции в спектре интенсивности
ГФЛ умеренно легированных образцов р-6а.Ав
А/й £ (3+4) *Ю:17 ом
§ Ш.З. Поляризационные характеристики ГФЛ в умеренно
легированных образцах
§ И.4. Влияние спнн-отщеплённой зоны на поляризационные характеристики ГФЛ
ГЛАВА ІУ. ЯВЛЕНИЕ МАГНИТНОЙ ДЕПОЛЯРИЗАЦИЙ ГФЛ В р-баДг 72 § ІУ.І. Поведение поляризационных характеристик ГФЛ во
внешнем магнитном поле
§ ІУ.2. Влияние гофрировки валентной зоны на деполяризацию ГФЛ в магнитном поле
.§ ІУ.З. Спектральная зависимость эффекта магнитной деполяризации ГФЛ
§ ТУ.4. Разрушение корреляции между спином и импульсом

в продольном магнитном поле. Прецессионный механизм спиновой деполяризации
Глава V. ВРЕЛЕНА РЕЛАКСАЦИИ ГОРЯЧИХ ФОТОВОЗБУДДЁННЫХ
ЭЛЕКТРОНОВ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ р
§ УЛ. Механизмы релаксации горячих электронов в образцах р-бо.Лг при низких температурах
§ У.2. Определение вероятности рассеяния горячих электронов на нейтральных акцепторах в III
§ У.З. Определение вероятности испускания внутридолин-ных и меидолинных оптических фононов горячими
электронами
Глава V1. ПОЛЯРИЗАЦИЯ ДЫРОК НА АКЦЕПТОРЕ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ 125 § У1.1. Применение метода ГФЛ для изучения ориентации равновесных дырок на акцепторе во внешнем магнитном поле. Методика эксперимента
§ У1.2. Поляризационные характеристики ГФЛ в условиях сильной поляризации дырок на акцепторе Мн
внешнем магнитном поле
§ У1.3. Циркулярная поляризация ГФЛ в условиях оптической ориентации и спин зависящая рекомбинация в ^аЛэ-Мп
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

Впервые интерес к физике горячих электронов в полупроводниках возник с появлением работ Шокли и Раддера, исследовавших в 1951 году характеристики полупроводников в электрических полях. Эти исследования позволили проследить изменение поведения электронов при увеличений их средней энергии, то есть при отклонении системы электронов от состояния термодинамического равновесия с решёткой. Именно такие носители тока в полупроводниках, средняя энергия которых превышает равновесную, то есть соответствующую температуре решётки, и были названы Шокли и Райдером - горячими электронами. Процессы с участием сильно неравновесных носителей тока имеют значительный практический интерес, поскольку они используются в полупроводниковой электронике для создания усилителей и генераторов в области СВЧ, например, генераторов Ганна.
Горячие электроны в полупроводниках создаются и исследуются разнообразными методами - сильные электрические поля, иняек-ция носителей через контакт и др. В последнее время приобретают развитие наиболее тонкие - оптические методы исследования горячих электронов. Исследуется люминесценция [г] и поглощение света [2] в системе носителей тока, разогретых электрическим полем. По спектру интенсивности люминесценции была определена температура электронов, разогретых интенсивным возбуждающим светом [з, 4].
Исследование характеристик фотовозбукдённых электронов методами горячей люминесценций позволяет получать интересную информацию о возбуждённом состоянии и о процессах их релаксации к равновесному состоянию. Впервые слабые линии горячей люминесценции наблюдались в щелочно-галоидных кристаллах, активированных молекулярными ионами N0г и были интерпретированы как

С-&Д*М1^*СУЛ -, (3.5)
где = 0*8т»> Для направлений квазиимпульоов р1 || [НО]
(согласно (3.3)) = о.6т0
Такие выражения могут быть получены и для зоны лёгких дырок вблизи р =0. Из выражения (3.3) следует, что в этой подзоне максимальную массу имеют дырки с "р II [100], а минимальную с р II [III] •
Пользоваться параболическим законом дисперсии подзоны легких и спин отщеплённых дырок можно только в самой окрестности точки р =0. При энергиях закон их дисперсии (изза взаимодействия этих подзон) становится непараболическим. Согласно [33] спектр этих подзон задается выражениями вида:
£д + £('зв'У,-г6'лРг-'-лН'/ (3.6)
«л - - («'- £)Р*- к * - , (3.7)
где Я'=~ б'= . Не взаимодействующая со спин-от-
<сгп о* Я- ГУ>о
щеплённой зоной, подзона тяжёлых дырок остается параболической. Поглощение кванта света с й сс?ех > Е| в кристаллах типа сопровождается прямым межзонным переходом электрона из валентных подзон в зону проводимости. Таким образом, при поглощении кванта света, в общем случае с > электроны
в зоне проводимости рождаются при трёх различных начальных энергиях, определяемых из уравнения вида:
£е — "Ксое>х Е^ ~ ? (3.8)
где Ьц - определяется законом дисперсии для конкретной валент-