Влияние деформации и случайных полей, создаваемых заряженными примесями, на электронную структуру глубоких акцепторов в полупроводниках

• Автор: Сорокина, Наталия Олеговна
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 111 с.

ОГЛАВЛЕНИЕ.
ВВЕДЕНИЕ
ГЛАВА 1. ОСНОВНЫЕ МОДЕЛИ ДЛЯ ОПИСАНИЯ ГЛУБОКИХ
ЦЕНТРОВ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ И МЕТОДЫ РАСЧЕТА ИХ
ЭЛЕКТРОННОЙ СТРУКТУРЫ
§ 1. Метод псевдопотенциала
§2. Квазизонный метод кристаллического поля
§3. Двухзонное приближение Келдыша
§4. Модель потенциала нулевого радиуса
§5. Эффективный гамильтониан для описания электронов и дырок в условиях внешней деформации
ГЛАВА 2. МОДЕЛЬ ЦЕНТРА Бпд, В ОаАь В УСЛОВИЯХ ВНЕШНЕЙ
ДЕФОРМАЦИИ
§ 1. Смещение максимума полосы люминесценции в поле внешней
одноосной деформации
§2. Расчет зависимости поляризационного отношения
излучения от давления
§3. Влияние обменного взаимодействия дырок центра и экситона на особенности движения и расщепления линии излучения.
в поле внешней одноосной деформации
Основные результаты главы
ГЛАВА 3. ПОДАВЛЕНИЕ ЭФФЕКТА ЯНА-ТЕЛЛЕРА В ПРИМЕСНЫХ
КОМПЛЕКСАХ ПОЛУПРОВОДНИКОВ

§1. Проявление взаимодействия с колебаниями Е-типа в примесных центрах
полупроводников в условиях внешней деформации
§2. Проявление взаимодействия с колебаниями Б -типа в примесных
центрах полупроводников в условиях внешней деформации
§3. Определение экстремальных точек адиабатического потенциала центра, взаимодействующего с тетрагональными колебаниями (32-Е задача) в
условиях внешней деформации
§4. Определение экстремальных точек адиабатического потенциала центра, взаимодействующего с тригональными колебаниями в условиях
внешней деформации Цг-Б задача)
Основные результаты главы
ГЛАВА 4. МОДЕЛЬ СЛУЧАЙНЫХ ПОЛЕЙ, СОЗДАВАЕМЫХ ЗАРЯЖЕННЫМИ
ПРИМЕСЯМИ В КРИСТАЛЛАХ
§1. Влияние случайных полей на электронную структуру нейтральных
акцепторов
§2. Влияние случайных полей на поляризацию люминесценции при
переходах зона проводимости - акцептор
Основные результаты главы
ЛИТЕРАТУРА

ВВЕДЕНИЕ.
Неослабевающий интерес к глубоким примесным центрам в полупроводниках, нашедший отражение в ряде обзоров [1-5], монографии Милнса [6] и других публикациях [7], обуславливает их интенсивные теоретические и экспериментальные исследования. В последнее время расширился класс полупроводниковых соединений, увеличилось число дефектов, которые можно отнести к глубоким центрам, дальнейшее развитие получили методы расчета их электронной структуры. Такое повышенное внимание к этому виду примесных полупроводников связано с существованием у них целого ряда физических и химических свойств важных с точки зрения их практического использования.
Понимание структуры глубоких уровней, вводимых примесями и дефектами, относится к одной из наиболее актуальных проблем современной физики полупроводников. Отличительными особенностями подобных центров являются короткодействующий (по сравнению с кулоновским) характер потенциала и малый размер орбиты локализованного состояния. В связи с этим возникают трудности с определением вида волновой функции глубокого дефекта, которая должна содержать вклады от большей (по сравнению с мелким примесным центром) части к-пространства и от нескольких зон. Кроме того, вследствие значительной энергии ионизации, сравнимой с шириной запрещенной зоны, глубокий уровень уже невозможно связать с тем или иным экстремумом валентной зоны или зоны проводимости. Дополнительные сложности описания физических процессов, протекающих с участием глубоких примесей, обусловлены сильным искажением кристаллической решетки вблизи дефекта, большим электрон-фононным взаимодействием, существованием в ряде случаев незаполненных б-состояний, возможной многозарядностью центров. Наконец, обменное взаимодействие частиц, связанных на центре, также может существенным образом сказываться на особенностях электронной структуры примесных атомов в полупроводниках. Все эти причины вели к поиску простых моделей глубоких центров, наиболее распространенной из которых стала модель потенциала нулевого радиуса, использованная Луковским при рассмотрении процесса фотоионизации глубоких примесей [8]. В рамках этой же модели впоследствии были получены формулы для поляризации среды вблизи центра [9], учтена роль дальнодейст-вующей кулоновской составляющей примесного потенциала в процессе фотоионизации [10], рассмотрено влияние электрон-фононного взаимодействия [11,12], рассчи-

При этом мы считаем, что в элементарной ячейке содержится только один атом. Из последних равенств следует:
V, [(1+е)г]-У0 (г) = Е уа [(1+Е)(г - И,,)]- V, (г - Кп)
П 5Г;
Таким образом, в соответствии с (1.43) и (1.44)
у,Дг)л?{(г_Вп))+щ)(г_Кя)|} (153)
Если в элементарной ячейке кристалла содержится более чем один атом, то деформация может приводить к смещению одной подрешетки относительно другой. Это смещение и|ш=и1-ит описывается тензором третьего ранга Г, симметричным по двум последним индексам:
4т=1ГЙ8д (1.54)

В частности, для решетки, имеющей два атома в элементарной ячейке, находящихся в узлах К„и Ив модели жестких ионов
(г) = 1[Уа(г-Кв)+У>(г-К'п)]
УЕ (г) = Е[Уа (г -(1+е)К„ )+Уа (г - (1+е)К'п - Ге)]

Отсюда получается:
(г) = (г -И,,)+Уа (г - И',, )](г -Кп )] +
4[Уа(Г-Кп) + Уа(Г-К;)](г-Кп)1
СЛ) ] пк ОГк
(1.55)
Количественные расчеты [75], выполненные для кремния как в рамках модели “деформируемых ионов”, так и в модели “жестких ионов”, приводят к существенным отличиям значений констант деформационного потенциала от экспериментальных данных. Следовательно, для точных расчетов требуются более сложные модели