Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Уиллардон Р. -> "Оптические свойства полупроводников" -> 98

Оптические свойства полупроводников - Уиллардон Р.

Уиллардон Р. Оптические свойства полупроводников — Мир, 1970. — 488 c.
Скачать (прямая ссылка): opticheskiesvoystvapoluprovodnikov1970.djvu
Предыдущая << 1 .. 92 93 94 95 96 97 < 98 > 99 100 101 102 103 104 .. 165 >> Следующая


В щелочногалоидпых кристаллах и твердых инертных газах є0 да 2 — 5и, следовательно, энергия связи параболических эксито-нов не меньше приблизительно 0,3 эв. При Л й 2 эв эффекты перекрывания становится значительно более существенными. В следующем параграфе будут рассмотрены спектры щелочногалоид-ных кристаллов и твердмх инертных газов.

А

Ml



/



3,0

§ fu ТВЕРДЫЕ ИНЕРТНЫЕ ГАЗЫ

3,5 4,0 па}, вв

t,S

Фиг. 10. ('.сдловой зісситон в спектре CdTc при 25° К [24].

Пунктирная кривая _теоретически

рассчитанный фон межаонных переходов. Имеется антирезоиакс при 3,5Л &>, где кривая е2 спускается ни-HtC привой основных переходон.

Двухатомные щолочногалои;*-ные кристаллы можно рассматривать как типичные диэлектрики. Фундаментальный Спектр таких кристаллов обнаруживает большое количество разнообразных эффектов, о которых говорилось в предыдущем параграфе. Но прежде чем переходить к этим спектрам, мы подробно рассмотрим более простые спектры моноатомных кристаллов инертных газов, тщательно изученные Балдини 112]. Работа Балдини по примесным спектрам [28] также весьма интересна, но выходит за рамки нашей Стітьи.

В спектрах пропускания отож;кенных пленок кристаллов ипертяых газов видна отчетливо выраженная серия Ридберга параболического экситона. В неотожженных же пленках акси-тонные состояния с к > 2 сильно затухают; Спектры таких пленок очень напоминают спектры щелочногалоидпых кристаллов, для которых затухание состояний с большим п объясняется наличием заряженных дефектов даже в монокристаллах. 298

' Дж. Филлипс

Результаты Балдини 112] для отожженного Xe представлены на фиг. И. В области между 8,0 и 9,3 эв разрешены члены Is, 2s, 3s п I экситонных ридберговских серий. Слабый лик I соответствует границе серии. Как отмечает Балдини, боровский радцус экситона с п = 4 должен быть больше толщины кристаллической

>,5.



0,5

0

Фиг. 11. Спектр отожженной пленки твердого Xe. Нвжцля криная — экспериментальная [12], яертяя — лучшая теоретическая аппроксимации экспериментальной крияой на основе приближения хаотической фазы [7]. О правильности теории мошно судить по аятярсзонансам щ>я 10,05, 10,65 я 11.28 от, Антирезонансы резче широкого резонансного ма^еямума а зтой области.

пленки. Вследствие граничных эффектов переход, очевидно, сместится в область границы серии.

Окситонные линии (фиг. И) настолько узки, что нетрудно рассчитать силы осцилляторов. Согласно теории Эллиотта (см. § 2), отнотпение сил осцилляторов экситонов 1,? и 2s должно быть равным 8; на самом деле оно равно 9 ± 1.

Для дальнейшего анализа спектров необходима некоторые сведения об электронной структуре кристаллов. Поскольку у таких кристаллов гранецентрированная решетка и электронный заряд хорошо локализован на каждом атоме, они идеально подходят для расчета энергетических зон методом присоединенных плоских волн (ППВ). Гл. 7. Экситоны

¦299

Строение зон кристалла Ar, рассчитанных методом ППВ 129]і аналогично строению зон кристалла Xe (фиг. 12).

Наиболее примечательные особенности зонной структуры Лг {а также и Xe) таковы:

1. Валентная зона очень узкая. Например, орбитальное расщеп ление Ly — Lz- Составляет всего 0,5 эв. Эффективные массы вблизи Г15 на порядок величины больше, чем в зоне проводимости вблизи T1.

2. Первый уровень зоны проводимости Г,, за ним следуют Г25' (трижды вырожденный) и Г]з (дважды вырожденный), два последних представления соответствуют пятикратно вырожденным атомным уровням 3d, первое соответствует атомным уровням 4s.

В свободном атоме разница в энергии между состоя-н и я.м и 3/J — 4s и Зр — 3d составляет только 2,4 эв. В иристалле положение d-подоб-внх уровней почти то же самое, что в свободном атоме, о чем свидетельствует малая величина кристаллического расщепления (около 1 эв между T25- и Г12). Но кристаллический уровень T1 значительно ниже атомного уровня 4s. Граничным условием для г|)(Г,) является затухание ее производной на расстоянии, равном радиусу атомной ячейки, что понижает энергию I11 относительно атомного состояния s на величину E я, которую Вигнер и Зейтц 131] назвали «граничной поправкой». Они вычислили, что величипа для Ar составляет 3,2 эв; после добавления зтого значения к атомпому расщеплению кристаллическое расщепление оказывается равным 5,6 эв. По данным же Матье, кристаллическое расщепление для Ar равпо 6,3 эв. Более высокое значение расщепления 3d — 4s можно объяснить вкладом кулопоиск пх эффектов, но основная причина — уменьшение кинетической энергии s-подобных состояний Tl в результате наложения бло-ховских периодических граничных условий. Граничную поправку Eb для аргона можно вычислите, согласно Вигнеру и Зейтцу,



Ф H I'. 12. Эцергет(1ЧСС]Ше яогтъг твердого Xe [291. Стрелками указаны области, связанные с образованием г- и f-экситонов. 300

Дж¦ филлипс

как функцию а~2, а затем, сопоставляя с данными для Ar, найти S — d-зоны проводимости для других кристаллов инертных газов, в том числе ДЛЯ Xe,

3. Закон дисперсии для наинизіпей зоны проводимости оказывается почти таким же, как для свободного электрона, в особенности когда направление вектора к совпадает с направлением IlllJ. Для Kr эффективная масса в точке Г, равна т+/т = 0,6
Предыдущая << 1 .. 92 93 94 95 96 97 < 98 > 99 100 101 102 103 104 .. 165 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed