Экситоны электрические

Но как приложить внешнюю силу к экситону Электрическое по е для этого не годится, поскольку экситон нейтрален. Тогда нужно воздействовать непосредственно на среду, в которой движется экситон. Деформация, приложенная извне к кристаллу, немного изменяет постоянную решетки и тем самым оказывает влияние на положение электронных энергетических зон. Известно, что в кремнии и германии деформация приводит к сужению запрещенной зоны. Поэтому приложить к экситону внешнюю силу можно, создав градиент деформации. Экситоны должны дрейфовать в сторону области больших деформаций, т. е. в сторону более узкой запрещенной зоны. [c.134]

Группу А составляют явления, в которых в результате взаимодействия фотонов с твердым телом рождаются квазичастицы, не имеющие электрического заряда — фононы, экситоны, другие фотоны. [c.304]

Взаимодействие экситонов друг с другом и кристаллической решеткой приводит к тому, что по мере повышения концентрации экситонов в кристалле облегчается Процесс их образования, так как понижается энергия рождения связанной электронно-дырочной пары. Условия для лавинного нарастания экситонов могут появиться даже при небольшом изменении параметра кристаллической решетки под влиянием внешних воздействий (например, электрического поля и давления). Так возникает неустойчивость экситонного диэлектрика, в кото- [c.117]

Выведем дисперсионное уравнение для экситонных поляритонов в периодической структуре с квантовыми ямами [31]. Как и в предыдущем разделе, рассмотрение будет проводиться в частном случае волны, распространяющейся вдоль главной оси структуры 2, когда составляющая волнового вектора к ц в плоскости интерфейсов (х, ) равна нулю, а электрическое поле и диэлектрическая поляризация среды лежат в этой плоскости. Для вывода дисперсионного соотношения подставим в выражение [c.112]

Согласно дисперсионному уравнению (3.179), значение К на частоте экситонного резонанса со = со о в точности совпадает с / (соо ) = 27t/X( oo ) = (соо/с)и, как если бы свет распространялся в однородной среде с показателем преломления ,. Этот кажущийся парадокс разрешается, если проанализировать пространственное распределение электрического поля возбужденного состояния системы. Для блоховских решений (3.178) амплитуды электрического поля +, Е в центре любого барьерного слоя удовлетворяют соотношениям [c.116]

Полученные в [297] значения энергий (44.54) двух экситонных полос [к) для трех направлений волнового вектора к изображены на рис. 59. На этом же рисунке указаны направления дипольных электрических моментов квантовых переходов в соответствующие состояния в области к О. Экситонная полоса с индексом я = 2 относится к дипольному моменту перехода, направленному вдоль моноклинной оси в кристалле. Энер [c.346]

Поскольку направление электрического момента перехода в анизотропном кристалле определяется симметрией кристалла, то поперечные и продольные экситоны соответствуют только некоторым направлениям волнового вектора. В частности, экситоны энергетической зоны (44.66) поперечны, если волновой вектор перпендикулярен моноклинной оси Ь, и продольны, если он параллелен этой оси. При этом поперечные экситоны имеют положительную эффективную массу, а продольные — отрицательную, [c.347]

Следовательно, волновые функции (к) 0) поляритонов содержат суперпозиции состояний экситонов и фотонов поляризации а, электрический вектор которых параллелен электрическому дипольному переходу йх. Относительный вклад экситонов и фотонов в этой суперпозиции определяется значениями функций А/, IX и у /, ц. [c.355]

Рассмотрим вначале электрические дипольные экситоны, для которых йфО. В этом случае оператор взаимодействия (46.4) в представлении чисел заполнения экситонов приобретает вид [c.358]

В соответствии с (44.48) оператор удельного электрического дипольного момента в кристалле с одной молекулой в элементарной ячейке йпа = й) в представлении чисел заполнения экситонов определяется выражением [c.358]

Сравнивая (46.24) с (46.3), убеждаемся, что компоненты тензора диэлектрической проницаемости, обусловленной электрическими дипольными экситонами, соответствующими внутримолекулярному возбуждению /> с дипольным моментом перехода й, определяются выражениями [c.360]

Характер вибронных возбуждений с участием полносимметричных внутримолекулярных колебаний определяется шириной экситонной зоны, дипольным электрическим моментом электронного возбуждения е/ю и значением параметров и р (см. (50.11а)), определяющих связь электронного и внутримолекулярного колебательного возбуждений. Рассмотрим два предельных случая. [c.396]

Как было показано в гл. П1 колебания решетки в ионных кристаллах обладают рядом особенностей, связанных с наличием электрических зарядов у ионов. В ионных кристаллах с большой диэлектрической проницаемостью боровские радиусы экситонов значительно превышают постоянную решетки. Это позволяет рассматривать экситон-фононное взаимодействие как независимое взаимодействие электрона и дырки с фононами. В таком приближении гамильтониан экситона, взаимодействующего с колебаниями решетки, можно записать в виде [c.429]

Уравнение е(со, ft) = 0 при вещественном к определяет элементарные возбуждения кристалла, которые называются продольными экситонами, так как в этих состояниях напряженность электрического поля параллельна волновому вектору. В самом деле, из равенства [c.451]

Отказавшись от детального описания особенностей отражения света от кристаллов с пространственной дисперсией диэлектрической проницаемости, при исследовании распространения света внутри кристалла мы будем исходить из выражения (56.9). В этом случае отношение амплитуд, возникающих в кристалле нормальных электромагнитных волн определенной частоты и поляризации, определяется однозначно без введения дополнительных граничных условий для экситонных полос различной природы. Полученные результаты имеют строгий смысл, если их относить к случаю распространения света в области г>0, возникающего в кристалле бесконечных размеров под действием сторонних токов (56.5), создаваемых в плоскости г = 0 внутри кристалла. Ниже вычисляется векторный потенциал (56.9), напряженности электрического Ех и магнитного. Ну полей и компонента вектора плотности потока электромагнитной энергии 5 в кристалле для различных предельных случаев. [c.459]

Будем предполагать, что оператор (57.2) включает только фотоны, у которых вектор напряженности электрического поля параллелен дипольному электрическому моменту квантового перехода в экситонное состояние. Гамильтониан экситон-фотонного взаимодействия в этом случае имеет вид [291] [c.486]

Оператор (62.7) отвечает за электрические, а оператор (62.8) — за магнитные дипольные переходы в кристалле. Согласно общей теории взаимодействия света с кристаллами (см. 46) поглощение света экситонами характеризуется мнимой частью тензора диэлектрической проницаемости, которая в свою очередь выражается через мнимую часть фурье-образов [c.541]

Здесь о —энергия экситонного возбуждения, й—электрический дипольный момент перехода, и —объем элементарной ячейки. [c.590]

Эффект Штарка в экситоне Мотта, а) Оценить для экситона величину напряженности электрического поля, при которой штарковское расщепление первого порядка для уровня с п — 2 будет составлять 1 см (принять Ше = гпн = т е = 10), [c.658]

Наконец, механическими экситонами мы именуем решения кулоновской задачи при отсутствии или пренебрежении влиянием длинноволнового продольного (кулоновского) электрического поля Е . [c.23]

Продольные нормальные волны (плазмоны), в которых электрическое поле является безвихревым, а магнитное поле отсутствует, являются одновременно и реальными, и кулоновскими экситонами. Вместе с тем однородная кулоновская задача имеет и другие решения (в частности, решения, именуемые ниже фиктивными продольными волнами), которые не удовлетворяют полной системе уравнений поля. В фиктивных продольных волнах уже при малых волновых векторах к имеется отличное от нуля безвихревое электрическое поле . В то же время это кулоновское макроскопическое поле [c.23]

Эти образования — связанные пары электрон — дырка (рис. 18.2) — называются экситонами. Экситон может перемещаться в кристалле, перенося энергию возбул<дения, но не создавая переноса заряда. Таким образом, экситон ) есть электрически нейтральное подвижное возбужденное состояние кристалла экситон может перемещаться в кристалле, отдавая свою-энергию в процессах рекомбинации ), но поскольку экситон электрически нейтрален, то он не дает никакого непосредственного вклада в электрическую проводимость. [c.631]

В почти чистых полупроводниках при низких температурах немногочисленные примесные атомы, содержащиеся в кристалле, нейтральны. Слабое электрическое поле (5— 30 В/см) может, однако, ионизировать эти примеси. Последнее приводит к тому, что свободные носители, возникшие в результате ионизации, экранируют кулоновское взаимодействие между электронами и дырками, уменьшая вероятность образования экситона и приводя к исчезновению экситопного пика в спектре поглощения. [c.164]

Экситоны. Как уже указывалось, при возбуждении собственной фотопроводимости электроны из валентной зоны перебрасываются в зону проводимости и становятся свободными. Однако возможно и иное течение процесса, когда возбужденный электрон не разрывает связи с дыркой, возникающей в валентной зоне, а образует с ней единую связанную систему. Такая система была впервые рассмотрена Я. И. Френкелем и названа им экситоном. Экситон сходен с атомом водорода в обоих случаях около единичного положительного заряда движется электрон и энергетический спектр является дискретным (рис. 12.9). Уровни энергии экситоиа располагаются у дна зоны проводимости. Так как экситоны являются электрически нейтральными системами, то возникновение их в полупроводнике не приводит к появлению дополнительных носителей заряда, вследствие чего поглощение света не сопровождается увеличением проводимости полупроводника. При столкновении же с фоноиами, примесными атомами и другими дефектами решетки экситоны или рекомби-иируют, или разрываются . В первом случае возбужденные атомы переходят в нормальное состояние, а энергия возбуждения передается решетке или излучается в виде квантов света во втором случае образуется пара носителей — электрон и дырка, которые обусловливают повышение электропроводности полупроводника, [c.327]

Последний эффект обусловлен наличием линий поглощения, соответствующих переходам с образованием экситоцов. В некоторых полупроводниках линии чрезвычайно интенсивны н узки, а в электрическом nojie уширяются и исчезают при значении поля Е, которое зависит от параметров экситонов—эффективной массы, энергии связи. Коэффициент поглощения света в центре экситонной линии при =10 В/см уменьшается для сульфида кадмия в 2,3 раза, а в монокристаллах теллурида кадмия может достичь перепада в 100 и более раз. Линии поглощения лежат в видимом диапазоне длин волн, и в принципе имеется возможность, варьируя составы материалов, подгонять экситоцные линии [c.32]

Хотя экситонное электропоглощение создает впечатляющие перспективы, важные вопросы остаются пока без ответа. Один вопрос относится к тому факту, что в ПЗС-структуре на рис. 3.28 электрические поля не будут полностью направлены по нормали к плоскости квантоворазмерной структуры из-за различия напряжений на затворах. Если боковые компоненты поля Е превышают Ю" В/см, экситон претерпевает ионизацию полем и резонансное поглощение исчезает [7]. Таким образом, потребуется тщательно подбирать распределение полей в ПЗС, чтобы обеспечить направление электрического поля по нормали к слоям квантоворазмерной структуры, что совпадает с направлением распространения падающего света. Другой интересный [c.109]

Для резонансной брэгговской структуры на частоте oq фазовые множители е , е равны -1, а компоненты Tji, Т22 матрицы переноса удовлетворяют соотношению 1 + 722 = -Т г , вытекающему из тождества i=l + /-. Тогда из второго соотношения (3.181) следует, что амплитуды + и Е совпадают и электрическое поле E(z) пропорционально os [fe( o о )(z - djl) если начало отсчета z = О выбрано в центре одной из ям. Заменяя f ( oo) на nid, получаем (z)o os(nz/rf-Tt/2) = sin(iiz/i/). Таким образом, световая волна в резонансной брэгговской структуре при со = со о представляет собой стоячую волну с пучностью в центре барьерных слоев и узлом в центре квантовых ям. Так как по условию рассматривается экситонное состояние счетной огибающей двухчастичной волновой функции, а электрическое поле нечетно относительно центра любой ямы, то стоячая электромагнитная волна не взаимодействует с экситонами и эквивалентна суперпозиции двух встречных волн, распространяющихся в [c.116]

Связь между полем и поляризацией в квантовом микрорезонаторе. Согласно (3.150), электрическое поле, индуцируемое экситоном в квантовой яме, в центре ямы равно [c.131]

Анизотропия кристалла dS проявляется в анизотропии экситонных состояний. При поглощении света в кристалле dS наблюдаются три с-ерии экситонных состояний, соответствующих зоне проводимости и трём валентным зонам рис. 52. Они обозначаются буквами А, В W С. Нижайшие энергии этих серий, соответственно, равны 2,55, 2,57 и 2,63 эв. Полосы серии А наблюдаются только при напряженности электрического поля фотона, перпендикулярной оси шестого порядка с. Первой полосе (л=1) этой серии соответствует сила осциллятора 0,026. Полосы серий В С наблюдаются как при Е с, так и при Е II с. Первые полосы серий В этих поляризаций имеют значения сил осцилляторов 0,014 и 0,016, а первые полосы серий С —0,008 и 0,017. [c.315]

Если неполносимметричные молекулярные колебания характеризуются переменными электрическими дипольными моментами, то между ними в кристалле возникают резонансные взаимодействия, приводяш,ие к коллективизации внутримолекулярных колебательных возбуждений. Возникают колебательные экситоны с шириной зоны порядка 10—15 м . [c.413]

Довольно интересная работа была сделана по исследованию экситонов в кристаллах антрацена (рис, 18.10). Нижние экситонные уровни антрацена показаны на рис. 18.11. Оптический переход между основным (синглетным) состоянием и состоянием с наименьшей энергией возбуждения электрона (триплетным состоянием) не является разрешенным электрическим дипольным переходом, однако вероятность перехода не равна нулю и значительная концентрация экситонов, находящихся в триилетном спиновом состоянии, образуется под действием облучения кристалла интенсивным лазерным пучком с энергией фотонов 1,79 эВ. Два триплетных экситона могут объединяться (см. р. -боты [35, 36]), образуя один синглетный экситон, нмеюпги энергию 3,15 эВ, причем избыток энергии уносится фононом. Переход с экситонного уровня с энергией 3,15 эВ на основной уровень является разрешенным, н излучаемый при этом переходе фотон может быть экспериментально зарегистрирован (рнс. 18.12). [c.640]

Рассмотрим теперь оба возможных кванта поляризации, оптические фононы и экситоны. Уже в 36 мы нашли, что граничная частота продольных оптических фононов больше граничной частоты поперечных фононов (соотношение Лиддена—Закса — Теллера), о объясняется тем фактом, что продольные колебания заряженных ионов связаны с появлением внутреннего макроскопического электрического поля, тогда как поперечные не связаны с таковым. Аналогично, здесь возрастание граничной частоты [c.255]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...