Фазовые переходы, оптическая бистабильность и образование сверхструктур в полупроводниках Пайерлсовского типа

• Автор: Семенов, Александр Леонидович
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2003
• Место защиты: Ульяновск
• Количество страниц: 206 с. : ил

ОГЛАВЛЕНИЕ
Введенеє
Глава 1. Динамика ширины запрещенной зоны электронного спектра и концентрация электронно-дырочных пар пайерлсовского полупроводника в световом поле
1.1. Гамильтониан и электронный спектр системы
1.2.Оператор дипольного момента
1.3.Динамическое уравнение для параметра порядка термодинамически неравновесной системы Пайерлса
1.4.Выражение для обобщенной диссипативной силы, характеризующей релаксацию приведенной амплитуды фрелиховской фононной моды £ благодаря фонон-фононному и фонон-электронному взаимодействиям
1.5.Вывод кинетического уравнения для концентрации электроннодырочных пар пайерлсовского полупроводника, взаимодействующего с излучением
1.6.Уравнение динамики для параметра порядка фазового перехода металл-полупроводник £ и кинетическое уравнение для концентрации электронно-дырочных пар п пайерлсовского полупроводника при возбуждении электронно-дырочных пар в глубину зоны проводимости монохроматическим световым полем
1.7. Стационарное устойчивое решение уравнений для приведенной амплитуды фрелиховской фононной моды и концентрации электронно-дырочных пар п
1.8.Поведение параметров £, и п пайерлсовского полупроводника на начальном этапе эволюции при ступенькообразном включении светового поля
1.9.Поведение параметров £ и п пайерлсовского полупроводника на конечном этапе эволюции при ступенькообразном включении светового поля
1.10.Обсуждение возможности экспериментальной проверки полученных теоретических результатов и сравнение развитой теории с имеющимся экспериментом по фотоиндуцированному фазовому переходу полупро-водник-мегалл в пленке двуокиси ванадия на подложке
1.11.Заключительные замечания
Глава 2. Фотонпдуцерованпын фазовый переход в безрезонаторная оптическая бистабильность в полупроводниках с перестраиваемым электронным спектром
2.1.Основные уравнения для приведенной амплитуды фрелиховской фононной моды £, и концентрации электронно-дырочных пар п пайерлсовского полупроводника в стационарном режиме
2.2.Уравнение, связывающее концентрацию электронно-дырочных пар п и ширину запрещенной зоны б электронного спектра системы
2.3.Связь между шириной запрещенной зоны электронного спектра б и интенсивностью светового поля I в случае, когда наиболее вероятная энергия фотонов близка к б
2.4.Критерий существования и основные характеристики фотоинду-цированного фазового перехода и безрезонаторной оптической бистабильности

2.5.Фотоиндуцированный фазовый переход в монохроматическом световом поле в случае, когда наиболее вероятная энергия фотонов близка к ширине полной пайерлсовской зоны
2.6.Фотоиндуцированный фазовый переход в световом поле с конечной шириной оптического спектра в случае, когда наиболее вероятная энергия фотонов близка к ширине полной пайерлсовской зоны
2.7.Связь между интенсивностью светового поля и концентрацией электронов в зоне Проводимости в неупорядоченной системе
2.8.Критерии существования фотоиндуцированного фазового перехода в неупорядоченной системе
2.9. Сравнение теории фотоиндуцированного фазовою перехода в полупроводниках с перестраиваемым электронным спектром с экспериментальными даными по сульфиду кадмия и аморфному дисульфиду германия
2.10.Заключительные замечания
Глава 3. Фотоиндуцированная сверхструктура с пространственно модулированной шириной запрещенной зоны электронного спектра пайерлсовского полупроводника
3.1. Гамильтониан системы
3.2.Электронный спектр пространственно однородной системы Пайер-лса
3.3.Электронный спектр пространственно неоднородной системы Пайер-лса
3.4.Уравнения равновесия для приведенной амплитуды фрелиховской фо-нонной моды £, и параметра модуляции С, ширины запрещенной зоны электронного спектра пайерлсовского полупроводника
3.5. Образование периодической сверхструктуры при температуре Т=

— параметр порядка фазового перехода металл—полупроводник при п = 0.
Отметим, что уравнение (1.6.4), полученное в предположении (1.6.1) (либо в эквивалентном (1.6.1) предположении (1.6.2)), как показывает проведенный нами анализ, оказывается справедливым еще в одном важном частном случае, когда температура Т=0 а концентрация электронно—дырочных пар п произвольна.
Проанализируем соотношение (1.5.13), описывающее изменение концентрации электронно—дырочных пар п под действием облучения, для случая монохроматического светового поля, когда фактор формы д(х) в (1.5.3) определяется соотношением:
Перейдем в (1.5.13) от 2 к ^сіЕ, имея в виду, что плотность электронных состояний у(£), соответствующая спектру (1.1.13), для случая х))1 имеет вид:
а матричный элемент оператора дипольного момента (1.5.12) при Ек = Е в соответствии с (1.1.12), (1.1.13), (1.2.4), (1.2.5) определяется соотношением:
Тогда в предположении отсутствия насыщения межзонных оптических переходов, когда приближенно выполняется соотношение
^х) = Ь(х).
(1.6.5)
тсл/(4Ь2сЬ2 (4) - Е2 е2 - 4Ь2бЬ2Щ) ’ (1*6,6)
(1.6.7)
(1.6.8)
из (1.5.13) получаем: