Оптические свойства полупроводников - Уиллардон Р.
Скачать (прямая ссылка):
303-
На этом мы заканчиваем анализ спектров отожженного Xe. Как мы уже отмечали, спектры неотожженшлх пленок Xe обнаруживают большое сходство со спектрами щелочногалоидных соединений. Поэтому рассмотрим спектр неотожженного Xe (фиг. 15).
Очевидно, что значительная часть тонкой структуры, характерной для спектра отожженного Xe, в спектре неотожженпого
Энергия, зд
Ф и с. 15. Спектр пеотожжспного Xe. Верхняя кривая теоретическая {7 J1 нижняя—экспериментальная {12]. Высшие члены L-экситоиоя меньше по амплитуде за счет аффектан, связанных со временем жягвни.
Xe отсутствует. Сравнивая фиг. 15 и 11, мы замечаем, что пики, соответствующие межзонпым переходам, присутствуют, хотя и несколько уширены. Это говорит о том, что у большинства пленок тоже гранецеитрированная решетка, но в неотожженных пленках много дефектов, например дефектов упаковки. По этой причине значительная часть экситонов тушится. 'Гак, в серии Г (я/2) З^-экситон исчезает, а линии 2з-экситона сильно уширяются. Видимо, экситон L (Уг) полностью тушится, а амплитуда экситона В (3/г) существенно уменьшается. Интерференционный F-образ-ный провал при 10,6 эв, исчезает вследствие затухания экситона L (1 /2), но F-образный провал при 10,2 эв между серией Г (1/2) в экситоном L (3/2) остается.
0 8,0 зо IOja
Л
ДО 12,0 13,0 304 '
Дж. Филлипс
Таким образом, в спектрах не ото ж же иных пленок высшие члены каждого экситонного мультиплета частично или полностью Тушатся дефектами решетки. Как указывал Джейн [7], форма линий частично потушенного резонанса, а также антирезонансных V-образньтх участков хорошо объясняется гипотезой рама-новского распада.
Спектр цеотожженной пленки отличается наличием перегиба при 9,3 эв, совпадающего по энергии со слабым максимумом на фиг. И, ЯВЛЯЮЩИМСЯ пределом серии Г (Ун)- Этот перегиб имеет форму ступенчатой функции с лоренцешлм ув трением И Очень напоминает перегибы, обнаруживающиеся в спектрах іцелочно-галоидных кристаллов. Сила осциллятора этого перехода может быть объяснена [30) с учетом частично потушенного экситона 2s и полностью потушенного экситона 3s серии Г (3/2)- Теория еще не может объяснит!, такое перераспределение силы осциллятора, возникающее вследствие экситонно-решеточносо взаимодействия.
§ 5. ЩЕ Л 04 HОГЛ ЛOliДHЫЕ КРИСТАЛЛЫ
Перейдем теперь к спектрам щелочНогалоидных кристаллов. Ото весьма многочисленная группа соединений. Для упрощения мы будем рассматривать в основном гранецентрированные кристаллы, оставив в стороне объемноцентрированные CsCI, CsBr и CsI. Последняя грунпа кристаллов также интересна, но в ней существенную роль играет конфигурационное взаимодействие, особенно в CsI (в меньшей степени в CsCl и CsBr). Со спектрами CsCI и CsBr и с различными точками зрения на спектры CsI можно ознакомиться по работам 133, 34].
Зонная структура щелочногалоидных кристаллов схематически изображена на фиг. 16. Край основной полосы поглощения Eg (вблизи 6 — 9 эв), экситонные полосы и полосы, обусловленные рассеянием (ниже 12 эв), связаны с возбуждением электронов из валентных р-зон галоидов. Форма этих зон соответствует сильной связи, которую рассматривал Хауленд [35]. Форма же зон проводимости соответствует приближению почти свободных электронов [361, так же как и в случае твердых инертных газов. При продвижении в сторону больших энергий ДОЛЖНЫ появляться s-, р-, d- . . .-зоны. Для перехода р -*- р в таких точках, как точка k = 0, сила осциллятора равна нулю, а в других точках зоны Бриллюэна, по-видимому, мала. Поэтому мы исключаем /»-зону проводимости из фиг. 16. В благоприятных случаях (например, в случае CsBr) s-зоны проводимости, волновые функции которых распространены на всю элементарную ячейку, могут в действительности отщепляться от d-зон проводимости с энергией, близкой к энергии d-состояний свободного и г. 16. Схема онертетитесішх зон, сущоство.нпых. для ощичесцого иогло щения в іцодочногалопдігах кристаллах.
Ширила запрещенной зоны Eff 7 эе.
> и т. 17. Структура злсргетичеетшх зон для кристаллов с граисцентриро-ианноп решет [f< й.
Вектор к направлен вдоль осей LUI] и [100].
О—І289 306_|_Д*е. Филлипс_
галоида (как было в случае твердых инертных газов). В большинстве случаев S- и d-зоны проводимости перекрываются.
Чтобы разрешить тонкую структуру спектра, необходимо изучать его при температуре, существенно меньшей, чем деба-евская. Для этого легче всего исследовать пропускание кристаллических пленок, нанесенных на подложку из LiF. Таким способом были получены полные и точные данные о спектрах большинства щелочногалоидных кристаллов с гранецевтриро-ванной решеткой при 300 и 80° К при энергиях до йо> = 11,5 эв (Эбай, Тигарден и Даттон [371). Схема зонной структуры [36] для таких кристаллов приводится на фиг. 17.
В исследуемой области энергий имеются два основных различия между ще л очно галоидными кристаллами и кристаллами инертных газов. Во-первых,' ширина валентной зоны галоидов равна примерно 3 эв, а твердых инертных газов — 0,5 эв. Во-вторых, в щелочногалоидных кристаллах меньше ширина запрещенной зоны Eg, так что здесь больше возможных переходов в более высокие состояния зоны проводимости, которые можно считать почти свободными электронами.
