Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Тонкая энергетическая структура мелкого донора ( ) и экситона, связанного на нейтральном доноре ( ) в германии в магнитном поле.
Поляризация излучения многоэкситонных комплексов в кремнии в магнитном поле 8
I. Введение 8
2. Энергетический спектр основного состояния доноров в германии с учетом спина в магнитном поле іб
3. Тонкая структура уровней связанного на ней тральном доноре экситона в германии 28
4-. Поляризация излучения связанного экситона в ( ) в продольном магнитном поле 33
5. Магнитные свойства многоэкситонных комплексов в кремнии 44
б. Линейная поляризация излучения экситонов в продольном магнитном поле в кремнии 52
Глава 2. Эффект Яна-Теллера в глубоких примесных центрах в полупроводниках 57
I. Введение 57
2. Поляризация рекомбинационного излучения, обусловленная глубоким центром, вводимым в арсенид галлия 58
3. Анизотропное подавление эффекта Яна-Теллера в глубоких примесных центрах в кубических полупро водниках при одноосном давлении 68
Глава 3. Циркулярный фотогальванический эффект в гиротропных кристаллах 78
1. Введение 78
2. Механизм возникновения циркулярного ФГТ при поглощении света свободными носителями 82
3. Фотогальванический эффект, обусловленный спиновой ориентацией носителей, при оптических переходах между валентными подзонами 88
Глава 4. Поверхностный ток, зависящий от степени циркулярной поляризации возбуждающего света, в полупроводниках 100
1. Введение
2. Поверхностный фототок в полупроводниках, обусловленный неоднородностью спиновой ориентации электронов 101
Заключение
Литература
- Энергетический спектр основного состояния доноров в германии с учетом спина в магнитном поле
- Поляризация рекомбинационного излучения, обусловленная глубоким центром, вводимым в арсенид галлия
- Механизм возникновения циркулярного ФГТ при поглощении света свободными носителями
- Поверхностный фототок в полупроводниках, обусловленный неоднородностью спиновой ориентации электронов
Введение к работе
В полупроводниках короткодействующая составляющая потенциала примесного атома приводит к сдвигу и расщеплению энергетических уровней влектрона, вырожденных в приближении эффективной массы. Сдвиг и расщепление зависят от химической природы примеси (химический сдвиг) и от ее пространственного положения в элементарной ячейке. Исследование химического сдвига делает возможным прецизионный химический анализ сверхмалых количеств примеси в кристаллах. Особенно информативным в этом плане является исследование оптических переходов, идущих из основного состояния электрона, связанного на примеси. Это обусловлено тем, что химический сдвиг имеет наибольшую величину для основного состояния, для которого волновая функция в центральной ячейке, занятой примесным атомом имеет максимальную величину.
Германий - один из наиболее изученных полупроводников, который может быть изготовлен с заданным составом примесей и в котором с большой точностью известны параметры зон, волновые функции и уровни электрона на примеси [59]. Минимумы зоны проводимости германия расположены на краю зоны Брюллюэна в точках и . В приближении эффективной массы основное состояние электрона, локализованного на доноре, с учетом спина
электрона восьмикратно вырождено. Орбитально-долинное взаимо-действие, связанное с короткодействующей составляющей потенциала примеси, приводит к сдвигу энергетических уровней и частичному снятию вырождения. Так, основное состояние расщепляется на шестикратно вырожденный (представления Ту и Г8 точечной группы Т«6 ) и двукратно вырожденный (представление Гб) термы. Величина расщепления зависит от сорта примеси.
В магнитном поле вырождение уровней снимается. Вариационный расчет уровней энергии в германии для симметричных на-правлений магнитного поля Н вдоль кристаллографических осей [юо] и [ill] был выполнен в [59] без учета спинового расщепления. Если не принимать во внимание орбитально-до-линное взаимодействие, то в геометрии Н II [ш] основное состояние расщепляется на два уровня, связанные соответствен- * но с одним эллипсоидом (А), расположенным вдоль направления магнитного поля, и тремя эллипсоидами (В) под углом к Н . Энергия этих уровней и расстояние между ними монотонно растет с увеличением И . Орбитально-долинное взаимодействие приводит к снятию вырождения уровня, связанного с В эллипсоидами. Таким образом, без учета спина из двух уровней при Н =0 в магнитном поле возникло бы три уровня. Спиновое расщепление может привести к появлению восьми различных уровней, причем расстояние между ними уже не будет в общем случае монотонной функцией Н . Это связано с тем [8] , что в магнитных полях, в которых спиновое расщепление и диамагнитный сдвиг долин становятся сравнимыми с величиной орбитально-долинного расщепления, возникают пересечения уровней. Это и приводит к немонотонной зависимости энергии уровней от магнитного поля.
Парамагнитный и комбинированный резонансы электронов, связанных на донорах Р и A s , наблюдались для основного
состояния в [24] . Переходы из основного Is и 2s -состояний изучались в работах [23, 5?J, однако, спиновая структура энергетического спектра электронов не была обнаружена.
Многоэкситонными комплексами (МБК) называют оборудования, состоящие из нескольких экситонов, локализованных около нейтрального донора (НДЭт) или около нейтрального акцептора (НАЭ^) (индекс m указывает на число экситонов в комплексе).
Многоэкситонные комплексы экспериментально были обнаружены при исследований спектров излучательной рекомбинации. В кремнии линии, обусловленные излучением связанного экситона, были открыты Хейнсом [55] в I960 году. В 1970 году Каминский и Покровский [35І, исследуя спектры излучательной рекомбинации кремния, легированного акцепторной примесью (бором), при больших уровнях возбуждения нашли серию узких линий, расположенных по шкале энергии ниже линии излучения НАЭ, . При этом ими же было установлено, что длинноволновые линии возгарают-ся при больших уровнях возбуждения. На основании этого серия была объяснена излучательной рекомбинацией экситона в комплексе, состоящего из акцептора и нескольких экситонов. Позднее были открыты также и комплексы, связанные с донорами.
Причиной устойчивости МЭК является высокая кратность вырождения зон непрямозонных полупроводников Si и »* зв]. Это подстверждается таким экспериментальным фактом, что в однооснодеформированном кристалле Sc , а также в прямозон-ных полупроводниках (гаAs % а ьь обнаружены комплексы не более чем с двумя экситонами [38І.
Для описания состояний МЭК используется оболочечная модель, сформулированная в работах Дина [50І и Кирженова 58?. В кремнии в приближение эффективной массн основное состояние электрона, связанного на доноре шестикратно вырождено (без
- II -
учета спина) по числу экстремумов в зоне проводимости. Учет короткодействующего потенциала, симметрия которого соответствует симметрии локального положения центра, приводит к расщеплению основного состояния на три уровня, которые классифицируются по неприводимым представлениям группы TcL Как правило, нижним является невырожденный уровень /у , возбужденными двухкратно и трехкратновырожденные уровни ї\ и Гг . Для донорных примесей* замещения, таких, как Р , As , энергия уровней Г3 и Г? практически совпадают. Расщепление между Г, и Г3 » Ps термами называется орбитально-долин-ным и составляет несколько МЭВ для разных донорных примесей. Для акцепторных примесей орбитально-долинное расщепление практически отсутствует. Основным состоянием дырки, связанной в МЭК, является четырехкратновырожденный уровень, соответствующий представлению Г^ .
Согласно оболочечной модели в НДЭ^ два электрона заполняют нижний /} уровень, а остальные т-1 электроны заполняют верхние уровни Г} , /]- . Две дырки в НДЭ2 заполняют два состояния терма Г^ и при этом суммарный момент 3^ может быть либо "О", либо "2". Вследствие обменного взаимодействия энергия уровней с . = 2 ж j/j - 0 может различаться, кроме этого терм с . = 2 под действием кристаллического поля может расщепляться на уровни /J и 4 . Рекомбинации электрона из Г]' оболочки соответствуют так называемые <* -линии спектра, а аннигиляции электрона из P3S - f> -линии. При этом после <* -перехода комплекс будет находиться в возбужденном состоянии, а после (3-перехода - в основном. Разность энергетического положения oLM И ($»1-<г линий определяет величину орбитально-долинного расщепления. Структура переходов НДЭ| - НДЭ^ для «$«' и эксперименталь-
но наблюдаемые спектр [65] показан на рис. I.
Б германии наблюдаются только комплексы НДЭ-j- и HABj, для которых можно построить аналогичную схему.
В рамках одноэлектронного приближения, лежащего в основе оболочечной модели, правила отбора для переходов из состояний МЭК с т экситонами в комплекс с tn - I экситоном определяются правилами отбора для рекомбинации или генерации отдельной пары электрон - дырка. При построении правил отбора используются два метода. Б первом из них непрямые переходы рассматриваются как виртуальные переходы через ближайшие зоны с участием фотонов или рассеянием на примеси. Такой подход использован в [52]. При этом оставалось неясным, как изменяются правила отбора при учете переходов через более далекие зоны. Второй метод основан на методе вариантовJ2q, при этом подходе нет необходимости рассматривать зоны, через которые идут переходы. Для непрямых переходов вторым методом правила отбора были сформулированы в работе [іц\ Биром и Пикусом.для германия и в[42] Пикусом для кремния. В этих работах указано, что в кремнии непрямые переходы можно рассматривать как результат виртуального перехода дырки Г25 в одну из 4 зон или электрона ^ в одну из Г зон и последующую прямую рекомбинацию. В германии непрямые переходы сопровождаются рассеянием электрона в состоянии 1*л в одну из Г зон или дырки в состоянии Г25 в одну из/.зон. При расчете вероятностей перехода необходимо учитывать интерференцию всех возможных каналов. В таблице I приведены правила отбора для электронной в состоянии типа 4 и дырки Pg в St[42] и электронов L6 и дырок Г8+ в #е [14].
Особый интерес к исследованию магнитных свойств связанных состояний в полупроводниках связан с тем, что магнитные поля в таких веществах оказываются более сильными, чем атом-
ІЗ -
і і
ot,
- ..-, .i;J л-
-іспиті
- ..)г«,р..в.;Гг} _ j*r«, г* і
i.
Ги
.a
*««f
' *
*і Ч1
-і _ /}—н
' I I
1.1S0
Рис,1# Схема переходов ВДЭл ** НДЭ| для кремния и спектр излучения МЭК в si(P) в бесфононной области (кр) и с испусканием ТО-фо-нонов ( Т=4,2 К)
ТАБЛИЦА I , Правила отбора для непрямых переходов в Ge \)Ч и Si^2-*
a/ Ge , Г - ь6
Здесь ось . направлена по главной оси соответствующего экстремума и згказаны проекции моментов дырок и электронов на ось -z , Для Ge ось х выбрана в одной из плоскостей б"у , для si выбор осей произволен* е. - компоненты вектора поляризации света, и. - компоненты вектора поляризации фононов, е =(е + ie )//2"
ной спектроскопии. Из-за большой диэлектрической проницаемости и малой эффективной массы в полупроводниках радиусы волновых функций примесей в них очень большие и поэтому уже в сравнительно слабых магнитных полях диамагнитные и спиновые расщепления становятся сравнительными по величине.
В работе Гц] теоретически и экспериментально исследовалась степень циркулярной поляризации oi линий излучения HA8j - НАЭ3 в кремнии в продольной поле. Было показано, что такие комплексы хорошо описываются оболочечной моделью и определены 4 -фактора дырок и электронов с НАЭ^ . Оказалось, что Йе
Поляризация рекомбинационного излучения свободного экси-тона (СЭ) в германии в магнитном поле детально изучалась в [щ . В этой работе впервые обнаруженовлияние диамагнитных эффектов на свойства СЭ в сравнительно слабых полях (М^ЗОкЭ) константы при квадратичных по величине магнитного поля членах в гамильтониане, описывающем спектр свободного экситона в германии.
В первой главе диссертации изучается энергетический спектр электрона, связанного на нейтральном доноре, и Hfl3j в германии в магнитном поле. Приводится расчет и сопоставление с экспериментальными данными степени циркулярной поляризации oL и ( линий излучения в Si в продольном магнитном поле. Указывается на новое явление, которое заключает-
- їв -
ся в появлении линейной поляризации излучения МЭК в геометрии Фарадея в случае, когда магнитное поле не параллельно главным осям [iooj или [ill].
Энергетический спектр основного состояния доноров в германии с учетом спина в магнитном поле
В работе Гц] теоретически и экспериментально исследовалась степень циркулярной поляризации oi линий излучения HA8j - НАЭ3 в кремнии в продольной поле. Было показано, что такие комплексы хорошо описываются оболочечной моделью и определены 4 -фактора дырок и электронов с НАЭ . Оказалось, что Йе z 2, о; 1.2 и практически не зависят от числа экситонов. В работе [37j также для акцепторов в St -в более сильных магнитных полях изучались oL и (3 линии люминесценции. Результаты \bi] указывают на некоторую роль анизотропии 9 факторов дырок в НАЭ и на существенное влияние диамагнитных эффектов на энергетическую структуру дырок в Si в полях Н 50 кЭ.
Поляризация рекомбинационного излучения свободного экси-тона (СЭ) в германии в магнитном поле детально изучалась в [щ . В этой работе впервые обнаруженовлияние диамагнитных эффектов на свойства СЭ в сравнительно слабых полях (М ЗОкЭ) константы при квадратичных по величине магнитного поля членах в гамильтониане, описывающем спектр свободного экситона в германии.
В первой главе диссертации изучается энергетический спектр электрона, связанного на нейтральном доноре, и Hfl3j в германии в магнитном поле. Приводится расчет и сопоставление с экспериментальными данными степени циркулярной поляризации oL и ( линий излучения в Si в продольном магнитном поле. Указывается на новое явление, которое заключает ся в появлении линейной поляризации излучения МЭК в геометрии Фарадея в случае, когда магнитное поле не параллельно главным осям [iooj или [ill].
Энергетический спектр основного состояния доноров в германии с учетом спина в магнитном поле [8] В приближении эффективной массы гамильтониан электрона, связанного на мелком доноре, вблизи точки минимума зоны проводимости имеет вид где: Ми , i- продольная и поперечная массы электрона; 41, » л - продольный и поперечный 4 - фактор; с - скорость света; Є - заряд; X - диэлектрическая проницаемость; ytfo - магнетон Бора; А - векторный потенциал;//s tot/4 f р - оператор импульса; t - расстояние от примесного центра до электрона; s - оператор спина. Ось 2 направлена вдоль оси эллипсоида. Симметрия 4 -фактора определяется группой волнового вектора минимума зоны Брюллюэна и аналогична симметрии тензора эффективной массы. В этом приближении волновая функция является произведением плавной функции Ф , являющейся решением уравнения Шредингера У-Ст - Е Р и блоховской функции [1к(7 » соответствующей данному экстремумуl iкI] зоны проводимости. Значки і , к , могут принимать значения і или 1 . В [59] приведены результаты вариационного расчета зависимости энергии основного состояния электрона, связанного на мелком доноре в германии, от напря женности магнитного поля для двух направлений Н : [IOOJ и Гш. Без учета спина и долин-орбитального взаимодействия в магнитном поле Н И [IIIJ основное состояние расщепляется на два. В случае, когда электрон находится в А-долине, энергия Ед более резко зависит от Н , чем энергия Ев в любой из основных эквивалентных В-долин, что связано с большим отношением поперечного и продольного радиусов электрона на доноре.
Поляризация рекомбинационного излучения, обусловленная глубоким центром, вводимым в арсенид галлия
Зависимость степени циркулярной поляризации А/Р ш Т0-лжний излучения МЭК в кремнии, легированном фосфором от магнит ного поля Н при T=I#9 К Н fill] Сплошные линии экспери мент1 t штриховые и пунктирные теория при а =2 =1,2; Т=1»9 К Вертикальные отрезки указывают на погрешность.измерений.
Как показано [4-3] в кремнии дал ТО-линий при виртуальных переходах через ближайшую зону проводимости /Js о! = /3 , а при переходах через ближайшую валентную зону - ы = 0. Полученная величина /л = 0.5 указывает, что оба типа каналов, указанных выше, дают приблизительно одинаковый вклад в непрямые переходы.
При исследовании интегральной степени поляризации изучается структура только излучающего состояния. Если удается различить в спектрах поляризации или или излучения в магнитном поле расщепления линий, то такое расщепление определяется не только начальным, но и конечным состоянием комплекса. В недавно выполненных экспериментах Покровского, Каминского, Карасюка исследовалась тонкая структурами// линий с помощью высокоразрешающей аппаратуры на образцах, полученных нейтронным легированием [34, 35І. Разрешающая способность их аппаратуры составила 5 мкЭБ. Опыты проводились в присутствии деформации и магнитного поля. Б этих работах было показано, что в возбужденном состоянии Hfl3j существенен обмен между дыркой и электронами в состояниях Р и Vs различное. Для простоты авторы [35] предполагали, что дырка с электроном в состоянии Pjf не взаимодействует. Величина обменного взаимодействия, по оценкам [34, 35J составляли 100 мкЗВ. Эти данные указывают на то, что одноэлектронная оболочечная модель не достаточно адекватно описывает состояния МЭК. Хорошее согласие приведенных выше экспериментальных данных с расчетами на основе одноэлектронной модели связано с тем, что при вычислении интегральной Ъцърк для т и flnj-i линий необходимо рассматривать только начальное состояние комплекса.
Таким образом, исследование поляризации линии излучения МЭК позволило определить изотропную часть 9 -фактора дырки и оценить вклад различных каналов в непрямые переходы с уча-стием ТО фонона.
В магнитном поле люминесценция свободных экситонов и МЭК оказывается циркулярнополяризована в геометрии Фарадея [її] и линейно - в геометрии Фойхта [37]. В этом параграфе показано, что в кристаллах типа германия и кремния, обладающих кубической симметрией, которая приводит к анизотропии -фактора дырок [20] и к кубической анизотропии в правилах отбора [4-2] , линейная поляризация излучения может возникать в геометрии Фарадея, если направление магнитного поля не совпадает с главными осями [юо] и [ill]. Измерение линейной поляризации в этих условиях позволяет непосредственно определить степень анизотропии Q -фактора. Одновременное измерение степени циркулярной и линейной поляризаций дает возможность вычислить отношение матричных элементов непрямых переходов без определения фактора деполяризации.
В качестве примера рассмотрим случай, когда направление распространения света и магнитное поле параллельны оси НО кристалла кремния.
В соответствие с теоремой Яна-Теллера высокосимметричная конфигурация многоатомных молекул неустойчива в случае, когда электронное состояние вырождено. В следствие этого высокосимметричное положение атомов нарушается, электронные энергетические уровни расщепляются и появляются корреляции между движением электронной и ядерной систем.
В твердых телах (широкозонных диэлектриках) эффект Яна-Теллера (ЯТ) проявляется при исследованиях электронного парамагнитного резонанса на примесных атомах при внутрицентровых электронных переходах. Подробное изложение этих явлений имеется в книге Берсунера [18] . В работе Вира [Ї9] было рассмотрено влияние эффекта ЯТ на мелкие акцепторы в полупроводниках и показано, что это воздействие может стать значительным в глубоких центрах. Данная глава посвящена теоретическому анализу возможных механизмов появления линейной поляризации излучения глубокого примесного центра Си в GaAs под влиянием одноосной деформации.
Как показано в работах [53, 54] , введение меди в fa As приводит к-образованию ряда комплексов, в которые входит атом меди и дефекты решетки или другие примесные атомы, при этом, симметрия комплексов может отличаться от кубической симметрии решетки [36, 6б]. Медь создает в (га As центры, дающие полосы рекомбинационного излучения с максимумами, соотвест-вующими энергиям фотонов 1,35 ;ЭВ, 1,29 ЗВ, 1,09 ЭВ. Эти цен тры в различных работах связываются с различными комплексами, однако, прямого определения симметрии какого-либо из центров не проводилось. В экспериментах исследовалась полоса фотолюминесценции с максимумом около 1,35 ВВ, которая имеет отноаи-тельно узкую ширину (20 мЭВ при Т = 4,2 К), в условиях одноосного сжатия по трем основным кристаллографическим осям JIOO}, {illj, jnoj. Излучение наблюдалось в направлении, перпендикулярном оси давления. Оказалось, что поляризационное отношение Г=1„Дд_ » где 2„ и Jj. интенсивности света, поляризованного вдоль и перпендикулярно оси деформации, зависит от направления внешней нагрузки: при Р\\ [IOOj г о 4, а при PI1 [Ilij fv I при величине р = I - 2 Т/см2.
Механизм возникновения циркулярного ФГТ при поглощении света свободными носителями
В работах L47, 48J был исследован циркулярный ФГЭ в ТЕ, связанный с поглощением света в результате виртуальных переходов электронов через валентную зону и дырок через зону проводимости. Такой механизм приводит к смене знака фотоэдс в чистых образцах ( /4 -1+1 см""3) при переходе от примесной проводимости к собственной. В работе [48] на более сильнолегированных образцах (/ & 10 см " ) наблюдалась смена знака эдс при Т = 250 К в области примесной проводимости. При этом циркулярная фотоэдс резко возрастала с увеличением температуры. В связи с этим в 4в) было высказано предположение, что при высоких температурах (Т 250) существенный вклад в ФГТ могут давать процессы двухфонного рассеяния носителей и переходы между/валентными подзонами. В третьей главе исследуются два механизма возникновения фототока. Первый из них связан с внутризонным поглощением света либо в зоне проводимости, либо в валентной зоне. Момент количества движения передается при этом фононам. Однако, если рассматривать только однофононные процессы и виртуальные состояния в той же зоне, то как показано в 2 этой главы фото-ток не возникает. Для появления тока необходим учет интерференции процессов одновременного рассеяния на двух фононах и последовательного взаимодействия с двумя фононами. Этот механизм был предложен Белиничером [I5J и подробно исследован в работах Хеннебергера, Расулова и автора ГіО, 5б].
Другим механизмом являются междузонные переходы между валентными подзонами Mj и М2 (рис. 19). При к = =0 оптические переходы в геометрии 6- - запрещены, поэтому вклад в ток появляется только при учете зависимости матричного элемента перехода от квазиимпульса. Степенная зависимость матричного элемента от i (к± , KiJ приводит к особенностям температурного поведения величины тока в зависимости от соотношения 2 А и энергии возбуждающего света t.u).
В работе [15] был рассмотрен механизм возникновения фототока в однозонной модели при рассеянии носителей заряда на примеси. В этой же работе приведены оценки для вклада в (J процессов с участием фононов, однако при этом были учтены не все возможные промежуточные состояния электрона.
Ниже будет исследован вклад в тензор р процессов двухфоноиного рассеяния с промежуточными состояниями в той же зоне.
Рассмотрим невырожденную энергетическую зону с законом дисперсии Е(к) . Будем исходить из общего выражения для тока: где Тр (к) - Тр{ к) - время релаксации по импульсу, Є - заряд электрона, 1Г(К) - групповая скорость носителя тока с волновым вектором Ь Я- V Є / , 4"2zWk w% =2Lwg/g , }fo, - вероятность перехода электрона из состояния К в К . При вычислении вероятностей И/ будем рассматривать промежуточные состояния в той же зоне. Вероятности И/%2 и Wfri? вычисляются"о учетом рассеяния электрона последовательно на двух фононах (гармоническое рассеяние) и одновременного взаимодействия с двумя фононами (ангармоническое рассеяние). Чисто гармоническое или ангармоническое рассеяние вклада в фототок не дает. Это свя зано с тем, что при таких процессах вероятности №% не меняются при инверсии времени, т.е.1 2 =М/$_2 . Отличный от нуля вклад появляется при интерференции ангармонического и гармонического рассеяния, т.к. в этом случае в вероят-ностях появляется антисимметричная часть №% =- К2-2 В циркулярный ФГ.Э вносят вклад процессы, в конечном состоянии которых фотон испускается и поглощается. Ниже приведены Фейнмановские графики, которые определяют рассматриваемый эффект.
Здесь: сплошная линия - электрон или дырка, волнистая линия - фотон, пунктирная - фонон. Ненулевой вклад в вероят-ность W% jj/ дает только интерференция левых и правых диаграмм. Остальные диаграммы получаются при всех перемещениях фотонной линии вдоль электронной.
Поверхностный фототок в полупроводниках, обусловленный неоднородностью спиновой ориентации электронов
Максимальное значение поверхностного тока порядка величины I . Как видно из формул (4.8), (4.12), (4.15) эта величина определяется параметром f , а также поверхностной концентрацией Я-о избыточных фотовозбужденных носителей (при малых интенсивностей возбуждения), или равновесной концентрацией электронов к (при большой интенсивности возбуждения в полупроводнике п-типа). Оценим величину J0 для случая рассеяния на заряженных примесях.
В работе предложен иной механизм поверхностного тока, сводящийся казимметрии рассеяния электронов на поверхности. При этом ток протекает в слое толщиной порядка длины свободного пробега. В отличие от этого, исследуемый в этой главе механизм связан с неоднородностью спиновой плотности в поверхностном слое, так что ток должен протекать в области, где существует эта неоднородность. Сравнение по эффективности механизма [l6j и рассмотренного в этой главе механизма, затруднительно, поскольку неизвестны характер и степень спиновой асимметрии поверхностного рассеяния электронов, лежащие в основе механизма Гіб].
Роль магнитного поля в предыдущем рассмотрении сводится к повороту вектора среднего спина, в результате появляется компонента спина, вдоль поверхности, что необходимо для возникновения поверхностного тока. Разумеется, тот же эффект может быть достигнут и без магнитного поля, если возбуждающий луч циркулярно поляризованного света направлен не перпендикулярно к поверхности, как мы считали выше, а наклонно, однако, из-за большой величины показателя преломления полупроводника направление луча в кристалле будет близок нормальному, так что компонента спина вдоль поверхности будет мала.
Возникновение поверхностного тока при оптической ориентации электронов в полупроводниках позволяет измерять степень ориентации и ее изменение (обусловленные, в частности, поляризацией ядер решетки) электрическими методами.
Сформулируем основные результаты диссертационной работы.
1. Установлена энергетическая структура мелких доноров в германии в магнитном поле. Показано, что немонотонный характер зависимости энергии уровней от магнитного поля обусловлен анизотропным диамагнитным сдвигом долин, спиновым и ор-битально-долинным расщеплениями.
2. Хорошее согласие между теоретически рассчитанной зависимостью степени циркулярной поляризации от величины магнитного поля и соответствующими экспериментальными данными подтверждает основные черты оболочечной модели многоэкситонных комплексов в полупроводниках. Установлено, что у -фактор дырок в НДЭ в кремнии практически не зависит от числа эксито-нов и равен 1.2, в германии для НД найдено, что -фактор дырок анизотропен: fa = -I.I5, = 0.45
3. Предсказано новое явление - возникновение линейной поляризации излучения экситонов в магнитном поле в геометрии Фарадея в кубических кристаллах. Показано, что одновременное измерение степеней циркулярной и линейной поляризаций в магнитном поле позволит избежать трудностей, связанных с определением коэффициента деполяризации излучения, выходящего из образца.
4. Построена модель глубокого центра в арсениде Таллин. В рамках этой модели объяснены эффекты сужения полосы фотолюминесценции и переориентации центра при одноосной деформации.
5. Из сравнения экспериментальных данных и расчета адиабатических потенциалов ян-теллеровского центра определены . параметры модели ъ fa As \ величина смещения атомов из узлов решетки составляет с: 0,03 - 0,7 I, энергия ян-телле-ровской стабилизации равна 10 мЭВ.
6. Детально исследован механизм возникновения циркулярного ФГТ в гиротропных кристаллах, обусловленный ангармо-нирмом при рассеянии электрон на двух оптических фононах.
7. Рассчитан фототон, зависящий от степени круговой поляризации света, возникающий за счет мендузонных переходов в теллуре. Из анализа экспериментальных данных установлено, что величина S , определяющая эффективное уменьшение энергетического зазора между М/ и г с ростом температуры, равна 0.3 #10 15 ЭВ см2.
8. Предсказан новый механизм поверхностного фототока, зависящего от степени циркулярной поляризации света. Этот механизм обусловлен неоднородностью спиновой плотности элек тронов, возникающей при ихоптичеокой ориентации. Показано, что этот эффект может быть использован для регистрации спиновой ориентации электрическими методами.
