Прямой оптический переход

Здесь (Ко) — собственное значение уравнения для относительного движения электрона и дырки плюс энергетический зазор. Прямые оптические переходы на эти экситонные состояния запрещены в силу условия сохранения К- Эти переходы, однако, становятся разрешенными, если излучается или поглощается фонон с импульсом К- Мнимая часть е (а также коэффициент поглощения) пропорциональна плотности экситонных состояний N , которая из-за параболического дисперсионного закона (15.23.1) равна [c.402]

На рис. 12.1 изображена зонная структура для полупроводника, у которого минимуму энергии в зоне проводимости и максимуму энергии в валентной зоне соответствуют различные значения волнового вектора. Прямые оптические переходы обозначены стрелкой 1. В этом случае прямые оптические переходы уже не связаны с минимальным значением энергии фотона для переходов электронов из валентной зоны в зону проводимости. Для осуществления непрямого оптического перехода электрона из валентной зоны в зону проводимости, обозначенного на рис. 12.1 стрелкой 2, необходима энергия меньшая, чем для прямого перехода. Переход 2 происходит без сохранения квазиимпульса электрона. В соответствии с законом сохранения импульса, решетке необходимо компенсировать изменение импульса. Это достигается путем поглощения или испускания фонона. [c.83]

В квантовых ямах ситуация качественно иная. Здесь возможны не только непрямые, но и прямые оптические переходы электронов в пределах одной зоны. Например, в зоне проводимости поглощение фотонов может приводить к прямым переходам двумерных электронов из какой-либо одной подзоны размерного квантования в другую подзону либо в континуум состояний над ямой. Внутри одной подзоны размерного квантования двумерные электроны могут совершать лишь непрямые оптические переходы. [c.42]

Рассмотрим прямой оптический переход электрона из начального состояния г= с,у,к ) в конечное состояние / = с,у, ку), где квантовое число с указывает на то, что оба [c.42]

Прямые оптические переходы между системами подзон (42.43) при еВ [c.311]

В кристаллах, имеющих запрещенные зоны с прямыми оптическими переходами (максимум энергии в валентной зоне и минимум энергии в зоне проводимости соответствуют значению k 0), вероятность рекомбинации довольна высока. Такие кристаллы обычно и используются для изготовления лазеров на р — л-переходе. В кристаллах, имеющих запрещенные зоны с непрямыми оптическими переходами, при рекомбинации наряду с фотонами образуются и фононы. В этом случае носители рекомбинируют менее интенсивно вследствие конкуренции между переходами двух разных типов. [c.646]

Собственное поглощение. Оно связано с переходами электронов из валентной зоны в зону проводимости. Выше уже отмечалось, что в идеальном полупроводнике при 7 = 0К валентная зона заполнена электронами полностью, так что переходы электронов под действием возбуждения в состояние с большей энергией в этой же зоне невозможны. Единственно возможным процессом здесь является поглощение фотона с энергией, достаточной для переброса электронов через запрещенную зону. В результате этого в зоне проводимости появляется свободный электрон, а в валентной зоне—дырка. Если к кристаллу приложить электрическое поле, то образовавшиеся в результате поглощения света свободные носители заряда приходят в движение, т. е. возникает фотопроводимость. Таким образом, для фотонов с энергией hvдлин волн (т. е. больших hv) имеет место сплошной спектр интенсивного поглощения, ограниченный более или менее крутым краем поглощения при hvинфракрасной области спектра. В зависимости от структуры энергетических зон межзонное поглощение может быть связано с прямыми или непрямыми оптическими переходами. [c.307]

Рис. 9.2. Прямые и непрямые оптические переходы

Это означает, что в процессе взаимодействия электрона с полем излучения возможны только такие переходы, при которых волновой вектор электрона сохраняется. На рис. 7,9 эти переходы обозначены стрелкой. Их называют вертикальными или прямыми переходами. При таких переходах возбуждение электрона из валентной зоны в зону проводимости осуществляется лишь при участии фотона. Переходы, в которых наряду с поглощением фотона часть энергии перехода восполняется за счет энергии кристаллической решетки, или, наоборот, отдается кристаллической решетке, получили название непрямых оптических переходов. [c.82]

Напомним, что в объемном полупроводнике с идеально периодической кристаллической решеткой прямые внутризонные оптические переходы невозможны. Закон сохранения импульса для системы двух частиц (электрон и фотон) требует, чтобы волновые векторы электрона в начальном (к) и конечном (к ) состояниях были близки к = к-ья к, так как волновой вектор света я пренебрежимо мал по сравнению со средним значением волнового вектора электрона. При этом не может быть одновременно выполнен закон сохранения энергии [c.42]

Поглощение фотона свободным электроном возможно только при обязательном участии какой-либо третьей частицы (квазичастицы), в качестве которой могут выступать различные несовершенства кристаллической решетки фононы, примесные атомы, вакансии и т. д. Вклад импульса третьей частицы позволяет выполнить закон сохранения импульса. Такой оптический переход называют непрямым. Коэффициент поглощения при непрямых переходах значительно меньше, чем при прямых, так как, вообще говоря, вероятность одновременного взаимодействия трех частиц меньше, чем вероятность двухчастичного взаимодействия. [c.42]

На рис. 54 приведена (в произвольных единицах) зависимость от длины волны коэффициентов поглощения фотонов в Се при прямых и непрямых переходах, рассчитанная в работе [174]. Экспериментальные исследования поглощения фотонов при непрямых оптических переходах в германии исследовались в работе [175]. [c.309]

Скорость переходов под действием накачки. Уже упоминалось, что под накачкой понимается некий механизм, отличный от прямых и обратных оптических переходов, который обеспечивает переброску отработанных частиц активной среды снизу вверх и таким образом поддерживает инверсию населенностей и через нее — усиление [c.13]

Явный успех расчетов в приближении самосогласованного поля для переходных металлов создает впечатление, что наше интуитивное представление о сходстве между потенциалами в твердом теле и свободном атоме оказывается неверным. Это очень интересный вопрос. В хроме, который имеет конфигурацию свободного атома Зс( 45 , в металлическом состоянии появились бы зоны, связанные как с так и с -состояниями, и эти зоны были бы только частично заполнены. Такое описание, по-видимому, согласуется с наблюдаемыми оптическими переходами в этом металле, хотя, как мы уже говорили, чтобы описать переходы в свободном атоме, нам пришлось бы для нахождения соответствующих правильных разностей энергий заново рассчитывать волновые функции и отвечающие им энергии в конечном состоянии. Став на точку зрения, прямо противоположную нашей интуиции, можно было бы предположить — и это было бы самым простым выходом из положения,— что в свободном атоме также возможно частичное заполнение уровней. Такая [c.94]

В полупроводниках, имеющих сложные энергетические зоны (рис. 9.2,6), возможны не только прямые переходы, но и переходы, для которых к —к=7 0. Они получили название непрямых переходов. В случае непрямых переходов требуется участие фононов, обеспечивающих сохранение квазиимпульса при изменении волнового вектора электрона. В процессе оптического поглощения фононы могут поглощаться или испускаться. Правило отбора в этом случае имеет вид [c.309]

Если дно зоны проводимости (. расположено при игюм значении к, чем потолок валентной зоны (рис. 12.3, б), как это имеет место, например, в германии и кремнии, то расстояние Eg по вертикали между зонами больше ширины запрещенной зоны Eg = = Ес — Е . Тогда прямые оптические переходы могут возбуждаться лишь квантами света с энергией, превышающей Ego [c.320]

Измерения спектров поглощения выполнены на спектрофотометре СФ-4А в области температур 20-200°С. На рис. 2 представлены данные температурной зависимости оптической ширины запрещенной зовы Ед, соответствующие "прямым" оптическим переходам, для монокристаллов Bao 5oSro 5oMb2 Og. [c.139]

Обычно энергия связи экситонно-примесного комплекса чрезвычайно мала —порядка 10" —10 эб. Если энергия взаимодействия экситона с примесью (заряженной или нейтральной) меньше энергии связи дырки и электрона внутри экситона, то в полупроводниках с экстремумами энергетических зон при к —О силы осцилляторов (вероятности) дипольно разрешенных прямых оптических переходов имеют аномально большое значение по сравнению с силами осцилляторов переходов в свободное экситонное состояние. Это обстоятельство было отмечено в работе [244] при исследовании кристаллов ZnO и в работе [245] при исследовании кристаллов dS. Более полное экспериментальное исследование аномальной интенсивности экситонно-примесного поглощения в кристаллах dS проведено в работе Тимофеева иЯловец [246]. Они обнаружили, что силы осцилляторов слабосвязанных экси-тонно-примесных комплексов в dS на три порядка и более превосходят силу осциллятора оптического перехода в нижайшее состояние свободного экситона. [c.325]

Уравнение (ч. II. 68.21) для поглощения, обусловленного прямыми оптическими переходами, часто записывается в другой форме путем введевия сил осцилляторов iyy [c.172]

См. также Дислокации Прямая решетка 195 Прямой обмен II296, 297 Прямой оптический переход II190 Пьезоэлектричество П 179 (с) [c.436]

Прямые междузонные оптические переходы — переходы электрона из валентной зоны в зону проводимости без изменения квазиимпульса электрона. [c.285]

В плазме газового разряда протекают различные физические процессы, определяющие механизмы создания инверсной заселенности. Так, в слабоионизированной плазме атомы и молекулы возбуждаются главным образом в результате неупругих соударений с электронами. Однако использовать подобные процессы непосредственно для создания инверсной заселенности можно далеко не всегда, так как это связано со следующими физическими обстоятельствами. При соударении атомов с электронами эффективно возбуждаются резонансные уровни, которые связаны с основным состоянием, разрешенным оптическим переходом. Как правило, это наиболее низкие возбужденные атомные состояния, поэтому они не могут служить в качестве верхнего лазерного уровня. В то же время использование в этом качестве уровней, расположенных выше резонансных, хотя и позволяет в ряде случаев получить инверсную заселенность и стационарную генерацию лазерного излучения, однако требует непропорционально высоких энергетических затрат. К тому же использование рассматриваемого механизма создания инверсной заселенности в стационарных условиях возможно только при малых значениях плотности электронов и газа, когда процессы прямого возбуждения лазерных уровней преобладают над ступенчатыми в противном случае устанавливается близкое к равновесному распределение [c.40]

На рис. 2.22 показаны спектры отражения света от кремния в диапазоне 280-ь700 нм при разных углах падения (0°, 40° и 60°). Спектры построены на основе данных по оптическим константам кремния, приведенным в справочнике [2.8]. В области прямых электронных переходов из валентной зоны в зону проводимости при поглощении квантов света (Л [c.45]

В 5.3, посвящённом фотонному локингу, уже обсуждались способы получения в оптике последовательностей узкополосных лазерных импульсов с крутыми фронтами. Целесообразно отметить, что оптическим аналогом поля Н в ЯМР является электрическая поляризация возбуждающих импульсов. К настоящему времени не известны прямые эксперименты по многоимпульсному сужению однородной ширины спектральных линий оптических переходов. Однако, отметим, что в эксперименте [198] обнаружен рост сигналов флуоресценции (а также эхо-сигналов) при резонансном воздействии на образец многоимпульсной оптической последовательности. Этот рост связывают с достижением лучшей инверсии населённости резонансных уровней после действия импульсной последовательности по сравнению со случаем воздействия на среду одиночного тг-импульса. [c.180]

По оптическим свойствам полупроводниковых соединений имеется обширный экспериментальный материал. В качестве примера уже рассматривались выше свойства Лп5Ь — редкий пример материала с прямыми вертикальными переходами электрона. Дисперсия показателя преломления Лп5Ь измерялась рядом исследователей в широком диапазоне длин волн, при этом обнаружено резкое его изменение при Я, = 7 мкм (край основной полосы поглощения) и в видимой части спектра. Желающие могут найти подробные сведения по оптическим свойствам полупроводников и их соединений в [52, 64]. Укажем в заключение, что для ряда материалов, например для арсенида галлия, получено большое расхождение между экспериментальными и теоретическими данными. [c.220]

Ф. в. в полупроводниках и диэлектриках связан с прямыми (вертикальными) и непрямыми (невертикальными) оптич. переходами электронов из связанных состояний (валентной зоны или примесных уровней) в свободные (в зоны проводимости, см. Оптические яв.чения в полупроводниках). В чистых и слабо легированных полупроводниковых материалах основную роль играют можзонные переходы (рис. 3). Прямые оптич. переходы определяют основную часть спектральной характеристики Ф. в. в полупроводниках (рис. 4) и могут происходить при энергиях фотонов к ку . Непрямые (с участпом фононов) переходы менее вероятны они формируют длинноволновой участок спектральной характеристики и имеют граничную частоту V,,. На рис. 4 хорошо различаются области, соответствующие непрямым (/гvJ =5,15 эв) и прямым (ку = 5,45 эе) переходам. [c.364]

Затем в т. 1, 52—65, вычисляются коэффициенты приведения. Последние представляют собой члены рядов Клебща — Гордана. Более важно то, что они прямо дают правила отбора для физических процессов, например для оптических переходов. Мы сравниваем различные методы получения коэффициентов приведения и показываем их эквивалентность. Таким образом, любой метод при правильном использовании дает верный ответ, но читатель должен быть уверен, что он знает совершенно точно, каково это правильное использование , так как в противном случае можно получить ошибочные результаты. Это объясняется в т. 1, 64. [c.255]

Для виртуального перехода действует закон сохранения импульса, он, как и правила отбора для перехода, определяется матричными элементами Я и Я +. Промежуточное состояние т короткоживущее, и это приводит к тому, что закон сохранения энергии при виртуальном переходе не выполняется. Действительно, 5-функция в формуле (3.87) определяет закон сохранения энергии только для реального перехода г -> /. На рис. 22, б и в показаны возможные виртуальные переходы с промежуточным состоянием т в пределах той же подзоны. В случае (б) m = I, в случае (в) т = f (с точностью до волнового вектора фотона). Как мы уже знаем, матричный элемент внутриподзонного оптического перехода отличен от нуля только для света, поляризованного в плоскости слоя, следовательно, и весь реальный процесс в этих случаях подчиняется этому же правилу отбора e OZ. Однако промежуточное состояние может находиться и в другой подзоне, как показано на рис. 22, гид. Действительно, закон сохранения импульса для таких оптических переходов выполнен — переходы прямые. [c.75]

Интересно отметить аналогию между проекциями на ферми-газ и влиянием деформаций решетки на электронные переходы, которые мы обсуждали в п. 6 настоящего параграфа. В обоих случаях одноэлектронный матричный элемент уменьшается из-за множителя, связанного с перекрытием начальной и конечной волновых функций остальной части системы. Здесь, как и в случае искажения решетки, справедливо правило сумм для сил осциллятора, которое требует, чтобы любое запрешение прямого перехода компенсировалось матричными элементами перехода в другие возбужденные состояния системы. Здесь речь идет об электронных возбужденных состояниях. Поэтому сушествует много возможностей для оптических переходов, в которых дополнительные электроны возбуждаются из своих невозмущенных состояний. Это именно те дополнительные возбуждения (Фридель назвал их встряхиваемыми электронами), которые приводят к хвосту Оже в низкоэнергетическом крае спектра излучения, и недавние работы продемонстрировали, что такие возбуждения могут вызывать важные изменения вблизи порогов как спектров испускания, так и поглощения, т. е. при энергиях рентгеновских лучей, близких к 1 всоге I + [c.390]

Точнее, они называются прямыми межзонными переходами. Анализ оптических данных обычно затруднен из-за возможности непрямых межзонных переходов, при которых волновой вектор к электрона не сохраняется, и избыточны квазиимпульс уносится квантованным колебанием решетки (фононом). Поскольку энергии фононов гораздо меньше энергий оптических фотонов в моновалентных металлах (гл. 23 и 24), наши обш,ие выводы не очень чувствительны к возможности непрямых переходов, и мы будем пренебрегать ими. Их, однако, нельзя игнорировать в более точной количественной теории. [c.294]

Таким образом, разрешенные переходы происходят между иа-чальным и конечным состояниями с одинаковыми волновыми векторами н называются прямыми , или вертикальными , переходами. Если минимуму зоны проводимости и максимуму валентной зоны соответствуют разные векторы к, то при оптическом переходе для сохранения импульса кристалла необходимо участие фонона, и тогда переход называется непрямым . Когда в полупроводник добавляются прнмеси, волновые функции и матричные элементы меняются, и правило к-отбора уже не выполняется [6, 7). Поэтому рассматриваемые здесь переходы называются оптическими переходами, не подчиняющимися правилу к-отбора матричный элемент такого перезгода завйсит от энергии. [c.170]

Прямые и непрямые междузонные переходы. В ряде оптических явлений надо учитывать так называемые непрямые переходы электронов, в которых наряду с электронами участвуют фононы. [c.149]

Специалисты полагают, что удешевление фотоэлементов за счет перехода к аморфному кремнию вместо монокристалличе-ского сделает метод прямого преобразования солнечной энергии в электрическую конкурентноспособным по сравнению с другими методами получения энергии. Подробное описание солнечных батарей на аморфном кремнии дано в i[68]. В настоящее время наиболее перспективным материалом считается определенным образом приготовленный аморфный сплав кремния с водородом, фотогаль-ванический эффект в котором был открыт в 1974 г. К 1978 г. КПД солнечных батарей на этом материале достиг 6%. Эта величина в 3—4 раза меньше достигнутой на кристаллических Si и GaAs, однако в последних максимальные значения КПД были получены через 20 лет после открытия соответствующего эффекта. Это подтверждает несомненную перспективность аморфных материалов для использования в солнечных батареях. Для успешной реализации этих батарей необходимо выполнение ряда условий, таких, как большой коэффициент оптического поглощения (в широкой области спектра), эффективный сбор носителей электричества на обеих сторонах полупроводникового материала (пленки), достаточно большой внутренний потенциал, определяющий ЭДС элемента. Эти условия определяются оптическими и электрическими свойствами аморфных полупроводников и в конечном счете энергетическим спектром электронов. Поэтому далее мы перечислим некоторые характерные свойства этих материалов, достаточно тесно связанные с картиной распределения состояний электронов по энергетическим зонам. [c.284]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...