К теории связанных состояний дырок в алмазоподобных и гексагональных полупроводниках

• Автор: Малышев, Андрей Викторович
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1999
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 126 с. : ил.

СОДЕРЖАНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
1 ЛИТЕРАТУРНЫЙ ОБЗОР
2 ВОЛНОВЫЕ ФУНКЦИИ ОСНОВНОГО СОСТОЯНИЯ МЕЛКИХ ПРИМЕСНЫХ ЦЕНТРОВ В АЛМАЗОПОДОБНЫХ И
ГЕКСАГОНАЛЬНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКАХ. [А.1, А.2, А.4]
2.1 Введение
2.2 Поправки центральной ячейки к примесному потенциалу. Интегральное уравнение для волновой функции основного состояния мелкого донора
2.3 Система интегральных уравнений для волновых функций основного состояния акцептора в кубических полупроводниках
2.4 Метод решения системы интегральных уравнений
2.5 Результаты расчетов волновой функции основного состояния акцептора в полупроводниках типа СаАБ
2.6 Волновые функций основного состояния акцептора в гексагональных полупроводниках типа ИаИ
2.6.1 Введение
2.6.2 Система интегральных уравнений для волновых функций основного состояния акцептора в нулевом приближении
2.6.3 Структура акцепторного состояния с учетом спин-орбитального взаимодействия и взаимодействия с кристаллическим полем
2.7 Основные результаты
3 ХАРАКТЕРИСТИКИ ОСНОВНОГО СОСТОЯНИЯ АКЦЕПТОРНЫХ ЦЕНТРОВ В КУБИЧЕСКИХ И ГЕКСАГОНАЛЬНЫХ
ПОЛУПРОВОДНИКАХ. [А.З, А.4, А.5, А.6]

3.1 Введение
3.2 Константы спин-орбиталъного взаимодействия и деформационного потенциала для основного состояния акцептора в полупроводниках типа Б1 и СаМ.
[А.4, А.4.1]
3.2.1 Введение
3.2.2 Метод перенормировки зонных параметров спин-орбитального и деформационного взаимодействий
3.2.3 Результаты расчета акцепторных констант спин-орбиталыюго вза-
имодействия и деформационного потенциала для полупроводников типа GaN
3.3 Эффект Зеемана на акцепторных центрах в кубических полупроводниках.
[А.З, А.6]
3.3.1 Введение
3.3.2 Оператор магнитного момента кубического акцептора
3.3.3 д-фактор основного состояния акцептора в сферическом приближении
3.3.4 Метод расчета анизотропного магнитного момента акцепторного центра
3.3.5 Результаты расчетов величин д-факторов для акцепторных центров
в Се и ваАв
3.3.6 Сравнение полученных результатов с имеющимися экспериментальными и теоретическими данными
3.4 Эффект Зеемана на акцепторных центрах в широкозонных гексагональных
полупроводниках
3.4.1 Магнитный момент акцептора в полупроводниках со слабым спин-
орбитальным взаимодействием
3.4.2 Влияние деформационных эффектов на зеемановское расшепление
магнитных подуровней акцептора
3.5 Основные результаты и выводы

4 СПЕКТРАЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ПЕРВОГО БЕСФОНОННОГО ПИКА ГОРЯЧЕЙ ФОТОЛЮМИНЕСЦЕНЦИИ В КУБИЧЕСКИХ ПОЛУПРОВОДНИКАХ. [А.2, А.2.1, А.2.2]
4.1 Введение
4.2 Матричные элементы оптических переходов горячих электронов на основное
состояние акцептора в кубических полупроводниках
4.3 Расчет основных характеристик ГФЛ. Сопоставление с экспериментом
4.4 Влияние механизмов уширения на количественные характеристики ГФЛ
для Zn в СаАэ
4.5 Расчет характеристик ГФЛ для разных акцепторов в СаАв
4.6 Влияние эффектов перепоглощения и кулоновского взаимодействия фото-
возбужденных электрона и дырки на спектральные характеристики горячей фотолюминесценции
4.7 Основные результаты и выводы
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

к, представлены на рисунках парами кривых, совпадающих при к = 0. Верхняя кривая каждой пары соответствует функции (к), а нижняя — /2(к).
На рисунке 1 приведены распределения легких и тяжелых дырок по импульсам для краевых направлений [111] (сплошные линии) и [001] (штриховые линии), расчитанные в разных моделях для параметров СаАзп[9, 81] 71 = 7.65, 72 = 2.41, 73 = 3.28 и энергии акцептора Еа = 31 теУ. Линиями семейства А показаны результаты расчета в предложенной в настоящей работе модели, линиями семейства В -— результаты расчета [19], полученные в кулоновском приближении и уточненные с помощью описанной выше итерационной процедуры, а линиями семейства С — аналитические результаты, полученные в модели потенциала нулевого радиуса (2.30). В каждом семействе две пары линий: пара, показанная сплошной линией — /ь(к[ш]) и /2(к[П1]), отвечающие направлению [111] , пара, показанная штриховой линией - /|(к[О01]) и /г2(к[001]), отвечающие направлению [001].
Для промежуточных направлений, функция аг(к) (2.10) лежит в пределах аоо1 < <
аш, а волновые функции /2>г(к) лежат между соответствующими функциями для направлений [001] и [111].
Из рисунка 1 видно, что для СаАяп (Еа = 31 теУ) волновые функции, расчитанные в модели некулоновского потенциала, гораздо ближе к кулоновским (Еа = Ес = 27.4 теУ), чем к функциям потенциала нулевого радиуса, расчитанным для энергии 7,п в ваАв (Еа = 31 теУ). Видно также, что независимо от модели анизотропия сильнее влияет на функцию распределения тяжелых дырок, как и на закон дисперсии тяжелых дырок. Функция распределения легких дырок носит почти изотропный характер. Разность относительного вклада легких и тяжелых дырок в волновую функцию акцептора, определяющаяся функцией
АМ-ШгШ (2 50)
Ш + АЧк У ( ]
также зависит от направления импульса. Эта функция необходима для расчета поляризационных характеристик горячей фотолюминесценции.
На рисунке 2 приведены функции Д>(к) Для СаАзп (Еа = 31 теУ) для направлений [111] (сплошная кривая) и [001] (штриховая кривая). Функции /?о(к) выходят на асим-