Экспериментально наблюдаемая форма края фундаментальной полосы поглощения
жүктеу/скачать 101.43 Kb.
|
ЛЕКЦИЯ 4. ЭКСИТОН
1
. Пришла пора вернуться к описанию края фундаментальной полосы поглощения. Уже знакомая нам картинка дает зависимость коэффициента поглощения для кристаллов GaAs при различных температурах. Первое что бросается в глаза – с увеличением температуры край фундаментальной полосы поглощения сдвигается в длинноволновую сторону, уменьшается  . Тепловые колебания влияют на адиабатический потенциал, в котором движется электрон. Это – тема отдельной песни.
Но кроме того ясно видно, что край фундаментальной полосы поглощения имеет сложную структуру, совсем не похожую на гладкую корневую зависимость. При комнатной температуре или с высоты птичьего полета (рис.1.3.б) можно абстрагироваться и предположить, что зависимость 2. Что же такое мы пропустили при теоретическом анализе поглощения света? Почему в развитой в лекции1 теории не оявляется никаких максимумов, а в жизни они есть? Дело в том, что при выводе формул (1….) мы игнорировали взаимодействие между электронами. Точнее говоря, мы стартовали от одноэлектронного приближения в рамках которого взаимодействие с другими электронами моделируется средним потенциалом, «периодическим с периодом кристаллической решетки». В общем-то это приближение очень часто дает хорошие результаты. Очень часто можно считать, что электроны в основном движутся в регулярном среднем периодическом потенциале и лишь изредка сталкиваются и рассеиваются на неоднородностях, флуктуациях. Но при поглощении фотона ( и рекомбинации электрона и дырки с испусканием фотона) ситуация качественно отлична. При поглощении фотона электрон переходит из состояний валентной зоны в зону проводимости. При этом в валентной зоне возникает дырка ( отсутствие электрона) которая расположена точно в том же месте ( в той же элементарной ячейке, где родился электрон проводимости. Похоже ситуация существенно отличается от средней. Впервые на это обстоятельство обратил внимание Я.И.Френкель (1931г.). В 1921 году А.Эйнштейн получил Нобелевскую премию «За важные физико-математические исследования, особенно за открытие –законов фотоэлектрического эффекта». Так вот Френкель в своей работе показал, что поглощение фотона в идеальном кристалле может и не приводить к внутреннему фотоэлектрическому эффекту. Сопротивление кристалла при поглощении света может и не уменьшаться, если при поглощении рождаются связанные электронно-дырочные пары, двигающиеся по кристаллу как единая квазичастица. Френкель проводил анализ для диэлектриков и проводил расчеты в рамках приближения сильной связи. То есть в нулевом приближении он рассматривал рождение электронно-дырочной пары в пространственно скоррелированном состоянии – на атомных оболочках одного из ионов кристаллической решетки, а потом учел, как это элементарное возбуждение (экситон) в соответствии с зонной теорией «размазывается» по всем ионам кристалла. Экситоны использовались Френкелем для объяснения диссипации энергии поглощаемых фотонов, превращения ее в тепло без возникновения фотопроводимости. Экситоны Френкеля наблюдаются в молекулярных кристаллах. Пики на краю фундаменальной полосы поглощения полупроводника (рис. 4.1) так же связаны с образованием экситонов. Правда теоретическое описание этих экситонов существенно отличается от первых расчетов Френкеля. В полупроводниках мы обычно имеем дело с экситонами Ванье-Мотта. Фокус в том, что в полупроводниках энергия кулоновского взаимодействия между электроном и дыркой сравнительно мала и радиус связанного состояния электрона и дырки во много раз превосходи постоянную решетки. В этих условиях для описания скореллированного движения электрона и дырки можно воспользоваться приближением эффективной массы. Если на время забыть про сложную структуру валентной зоны, то ситуация оказывается очень похожей на скореллированное движение электрона и протона в атоме водорода. Правда в атоме водорода масса ядра во много раз больше массы электрона, а в экситоне масса электрона и дырки по порядку величины близки друг к другу. Но это различия не принципиальные. И так, при более точном описании поглощения света нам надо учесть кулоновское взаимодействие электрона и дырки рождающихся при поглощении фотона. Впервые для экситона Ванье-Мотта эта было сделано в работе Elliot R.J. Phys.Rev. 108, 1384 (1957).
 (4.1)
где  - координаты центра тяжести электронно-дырочной пары,  радиус вектор относительного движения электрона и дырки, а  - волновой вектор экситона как целого.
З  Рис.4.2. Поглощение света экситонами и законы сокранения
акон сохранения импульса, естественно, справедлив и в случае скореллированного движения электронно-дырочной пары. Строго это доказано в работе Эллиота, а мы этим просто воспользуемся. То есть волновой вектор, родившейся электронно-дырочной пары, равен волновому вектору поглощаемого фотона  .
Формула (4.1) конечно же результат теоремы Блоха, примененной уже не к отдельному электрону (или дырке), а к электронно-дырочной паре. Она описывает и экситон Френкеля и экситон Ванье-Мотта. Вопрос в том, что представляет собой волновая функция относительного движения. Общую постановку задачи различные ее частные решения можно найти в книгах [Ансельм; Экситоны …]. Мы же разберем только экситон Ванье-Мотта. И так в рамках приближения эффективной массы мы можем спокойно списывать результаты из квантово-механической теории атома водорода. Тогда уравнение Шредингера, описывающее относительное движение электрона и дырки, имеет вид
где  (4.3)
где  - главное квантовое число (целая положительная величина), а
 (4.4)
Интересно, что для анализа поглощения света (и излучательной рекомбинации) электрона и дырки совсем не нужно знать всю волновую функцию относительного движения. Мне лично, представляется очевидным, что при поглощении фотона электрон и дырка рождаются в одной и той же точке кристалла и следовательно коэффициент поглощения прямо пропорционален  . (Говорят, что это тоже доказал Эллиот). Так вот точно в центре экситона отличны от нуля только волновые функции, соответствующие состояниям s-типа (состояниям с нулевым орбитальным моментом  ). Для таких связанных состояний экситона (атома водорода)
 (4.5)
Таким образом, в области энергий, меньших ширины запрещенной зоны, возникают пики поглощения фотонов с энергией  (4.6)
В нулевом приближении эти пики имеют дельта-функционный характер. В реальной ситуации они конечно же уширины. 4. И тут надо сделать ремарку об уширении спектральных линий. Принято выделять два типа уширений: 1) однородное и 2) неоднородное. Однородное уширение связано с конечностью времени жизни уровней, между которыми происходит оптический переход. А неоднородное - со случайным разбросом уровней между которыми происходит переход, под действием хаотических внешних возмущений. Всяческими ухищрениями неоднородное уширение можно уменьшить и в идеале устремить к нулю. Однородное уширение непосредственно связано с оптическими переходами. Есть оптические переходы – есть однородное уширение, нет однородного уширения – нети оптических переходов. В
результате однородного уширения идеализированный  -пик поглощения превращается в Лоренцовский контур [Ландау и Лифшиц? Релятивистская Квантовая механика….]
Рис.4.2 Теоретический расчет экситонных пиков на краю фундаментальной полосы поглощения.  (4.7)
Здесь  - время жизни экситона в состоянии n. Если основным каналом распада экситона является радиационная рекомбинация электронной-дырочной пары то  1.
На рисунке 4.2 представлены примеры экситонных спектров поглощения на краю фундаментальной полосы поглощения, рассчитанные по формуле  (4.8)
Здесь безразмерный параметр  .
Получилась картинка похожая на кусочек 4.1 с энергией меньшей ширины запрещенной зоны. Правда для 5. Посмотрим теперь, как изменится форма края фундаментальной полосы для положительных значений кинетической энергии относительного движения электрона и дырки Оказывается, что в этой области значений энергий фотона (  (4.9)
где  - боровский радиус экситона.
Таким образом вместо простого суммирования по конечным состояниям электронно-дырочной пары (1.) при расчете коэффициента поглощения надо вычислить интеграл  (4.11)
 (4.12)
По мере увеличение энергии фотона  (4.13)
То есть мы возвращаемся к корневому закону - результату первой лекции, полученному в пренебрежении кулоновским взаимодействием между электроном и дыркой. Когда кинетическая энергия относительного движения электрона и дырки заметно превосходит энергию связи экситона, кулоновское взаимодействие является малой поправкой. Интересно заметить , что по параметрически это утверждение совершенно справедливо, однако реально под корнем стоит энергия экситона, умноженная на  . То есть реально надо сравнивать  с десятью боровскими энергиями экситона.
И так наша уточненная теория в пределе перешла в простую. Это хороший признак. Теперь, посмотрим, как ведет себя поглощение вблизи края фундаментальной полполосы 
 Рис.
(4.14) При  коэффициент поглощения отличен от нуля, в то время как без кулоновского взаимодействия он обращался в ноль.
Все указанные особенности хорошо видны на рисунке 4.3, где сопоставляются значения коэффициента поглощения для 6.До сих пор мы анализировали поглощение света для полупроводников с прямыми разрешенными переходами. Что же произойдет в случае запрещенных переходов. В этом случае коэффициент поглощения пропорционален  . Соответственно , оптические переходы теперь связаны с рождение электронно-дырочной пары в состоянии с угловым моментом  . Наиболее глубокий экситонный уровень с таким угловым моментом соответсвует главному квантовому числу  . Первое наблюдение экстонов было выполнео Гроссом и Карыевым на кристаллах закиси меди с запрещенными переходами. В спектрах люминесценции экситонов этого кристалла наблюдалось до ??? линий (гораздо больше чем в арсениде галлия).
7. В случае кристаллов, край фундаментальной полосы поглощения которых связан с непрямыми оптическими переходами электроны и дырки также образуют связанные экситонные состояния. Это может показаться странным лишь на первый взгляд. Конечно электрон и дырка в этих кристаллах находятся в далеко отстоящих друг от друга точках зоны Бриллюэна. Но, не смотря на болшие различия в волновых векторах и электрон на дне боковой долины зоны проводимости и дырка в центре валентной зоны имеют нулевую групповую скорость  .
Возникают дополнительные формальные трудности, так как в боковых долинах масса электрона анизотропна. Решение задачи уже не найти в учебнике, но связанные состояния электрона и дырки все равно существуют. А вот в спектре поглощения они проявляются существенно не так как в случае прямых оптических переходов. Дело в том, что в случае непрямых переходов полный импульс экситона не совпадает с импульсом поглощаемого фотона. В результате даже для связанных состояний электроннодырочной пары поглощение связано с рождением любых экситонных состояний с заданной полной энергией, являющейся суммой кулоновской энергии, энергии относительного движения электрона и дырки, и поступательной энергии движения экситона как целого. Сумма первых двух слагаемых квантована, но последнее лежит в сплошном спектре с плотностью состояний
Кулоновское взаимодействие между электроном и дыркой приводит к существенному изменению края фундаментальной полосы поглощения полупроводника. Для фотонов с энергией меньшей ЗАДАЧИ НА ДОМ И К РАЗМЫШЛЕНИЮ.
3. 1 В числителе этой формулы стоит  . Полезно запомнить, что этот квадрат состоит из двух первых степеней, одна из которых соответствует контуру линии, площадь под которой равна 1. Второй сомножитель описывает вероятность оптического перехода, которая, как мы договорились, прямопропорциональна .
жүктеу/скачать 101.43 Kb. Достарыңызбен бөлісу:
|
.
Рис.4.1
от 
(4.2)
- приведенная 
- диэлектрическая проницаемость. Связанным состояниям электрона и дырки соответствуют отрицательные значения кинетической энергии относительного движения
.
, 
, (4.10)
, При этом формула (4.11) переходит в 
.