Гигантская сила осциллятора - Giant oscillator strength

Гигантская сила осциллятора присуще экситоны которые слабо связаны с примесями или дефектами кристаллов.

Спектр фундаментального поглощения прямой разрыв полупроводники Такие как арсенид галлия (GaAs) и сульфид кадмия (CdS) является непрерывным и соответствует межзонным переходам. Он начинается с переходов в центре Зона Бриллюэна, ${ displaystyle { boldsymbol {k}} = 0}$ . В идеальном кристалле этому спектру предшествует водородоподобная серия переходов в s-состояния экситонов Ванье-Мотта.^[1] Помимо экситонных линий в той же спектральной области присутствуют неожиданно сильные линии дополнительного поглощения.^[2] Они относятся к экситонам, слабо связанным с примесями и дефектами, и называются «примесными экситонами». Аномально высокая интенсивность линий примесных экситонов свидетельствует об их гигантском сила осциллятора около ${ displaystyle f_ {i} sim 10}$ на центр примеси, а сила осциллятора свободных экситонов составляет всего около ${ displaystyle f _ { rm {ex}} sim 10 ^ {- 4}}$ на элементарную ячейку. Мелкие примесно-экситонные состояния работают как антенны, заимствуя силу своего гигантского осциллятора из обширных областей кристалла вокруг себя. Их предсказал Эммануэль Рашба сначала для молекулярных экситонов^[3] а затем для экситонов в полупроводниках.^[4] Гигантские осцилляторы примесных экситонов наделяют их сверхкоротким радиационным временем жизни ${ Displaystyle тау _ {я} sim 1}$ нс

Связанные экситоны в полупроводниках: теория

Межзонные оптические переходы происходят в масштабе постоянной решетки, которая мала по сравнению с радиусом экситона. Следовательно, для больших экситонов в прямозонных кристаллах сила осциллятора ${ displaystyle f _ { rm {ex}}}$ экситонного поглощения пропорционально ${ displaystyle | Phi _ { rm {ex}} (0) | ^ {2}}$ которая представляет собой величину квадрата волновой функции внутреннего движения внутри экситона ${ displaystyle Phi _ { rm {ex}} ({ boldsymbol {r}} _ {e} - { boldsymbol {r}} _ {h})}$ при совпадающих значениях электронного ${ displaystyle { boldsymbol {r}} _ {e}}$ и дыра ${ displaystyle { boldsymbol {r}} _ {h}}$ координаты. Для больших экситонов ${ Displaystyle | Phi _ { rm {ex}} (0) | ^ {2} приблизительно 1 / a _ { rm {ex}} ^ {3}}$ куда ${ displaystyle a _ { rm {ex}}}$ - радиус экситона, следовательно, ${ displaystyle f _ { rm {ex}} приблизительно v / a _ { rm {ex}} ^ {3} ll 1}$ , здесь ${ displaystyle v}$ - объем элементарной ячейки. Сила осциллятора ${ displaystyle f_ {i}}$ для образования связанного экситона можно выразить через его волновую функцию ${ displaystyle Psi _ {i} ({ boldsymbol {r}} _ {e}, { boldsymbol {r}} _ {h})}$ и ${ displaystyle f _ { rm {ex}}}$ в качестве

${ displaystyle f_ {i} = { frac {1} {v}} { frac {( int d { boldsymbol {r}} _ {e} Psi _ {i} ({ boldsymbol {r} } _ {e}, { boldsymbol {r}} _ {e})) ^ {2}} {| Phi _ { rm {ex}} (0) | ^ {2}}} f _ { rm {бывший}}}$ .

Совпадающие координаты в числителе, ${ displaystyle { boldsymbol {r}} _ {e} = { boldsymbol {r}} _ {h}}$ , отражают тот факт, что экситон создается в пространственном масштабе, малом по сравнению с его радиусом. Интеграл в числителе может быть выполнен только для конкретных моделей примесных экситонов. Однако если экситон слабо связан с примесью, следовательно, радиус связанного экситона ${ displaystyle a_ {i}}$ удовлетворяет условию ${ displaystyle a_ {i}}$ ≥ ${ displaystyle a _ { rm {ex}}}$ и его волновая функция внутреннего движения ${ displaystyle Phi _ { rm {ex}} ({ boldsymbol {r}} _ {e} - { boldsymbol {r}} _ {h})}$ лишь слегка искажается, то интеграл в числителе можно оценить как ${ Displaystyle (а_ {я} / а _ { rm {ex}}) ^ {3/2}}$ . Это сразу приводит к оценке ${ displaystyle f_ {i}}$

${ displaystyle f_ {i} приблизительно { frac {a_ {i} ^ {3}} {v}} f _ { rm {ex}}}$ .

Этот простой результат отражает физику явления гигантская сила осциллятора: когерентные колебания электронной поляризации в объеме около ${ displaystyle a_ {i} ^ {3} >> v}$ .

Если экситон связан с дефектом слабым короткодействующим потенциалом, то имеет место более точная оценка

${ displaystyle f_ {i} = 8 left ({ frac { mu} {m}} { frac {E _ { rm {ex}}} {E_ {i}}} right) ^ {3 / 2} { frac { pi a _ { rm {ex}} ^ {3}} {v}} f _ { rm {ex}}}$ .

Здесь ${ displaystyle m = m_ {e} + m_ {h}}$ - эффективная масса экситона, ${ displaystyle mu = (m_ {e} ^ {- 1} + m_ {h} ^ {- 1}) ^ {- 1}}$ его приведенная масса, ${ displaystyle E _ { rm {ex}}}$ - энергия ионизации экситона, ${ displaystyle E_ {i}}$ - энергия связи экситона с примесью, а ${ displaystyle m_ {e}}$ и ${ displaystyle m_ {h}}$ - эффективные массы электрона и дырки.

Гигантская сила осциллятора для мелких захваченных экситонов приводит к их короткому излучательному времени жизни

${ displaystyle tau _ {i} приблизительно { frac {3m_ {0} c ^ {3}} {2e ^ {2} n omega _ {i} ^ {2} f_ {i}}}.}$

Здесь ${ displaystyle m_ {0}}$ - масса электрона в вакууме, ${ displaystyle c}$ это скорость света, ${ displaystyle n}$ - показатель преломления, а ${ displaystyle omega _ {я}}$ - частота излучаемого света. Типичные значения ${ Displaystyle тау _ {я}}$ около наносекунд, и эти короткое излучательное время жизни благоприятствуют излучательной рекомбинации экситонов перед безызлучательной.^[5] Когда квантовый выход излучательной эмиссии высока, процесс можно рассматривать как резонансная флуоресценция.

Аналогичные эффекты существуют для оптических переходов между экситонным и биэкситонным состояниями.

Альтернативное описание того же явления в терминах поляритоны: гигантские поперечные сечения резонансного рассеяния электронных поляритонов на примесях и дефектах решетки.

Связанные экситоны в полупроводниках: эксперимент

Хотя конкретные значения ${ displaystyle f_ {i}}$ и ${ Displaystyle тау _ {я}}$ не универсальны и изменяются в коллекциях экземпляров, типовые значения подтверждают указанные закономерности. В CdS с ${ displaystyle E_ {i} приблизительно 6}$ мэВ, наблюдались силы осцилляторов примесных экситонов ${ displaystyle f_ {i} приблизительно 10}$ .^[6] Значение ${ displaystyle f_ {i}> 1}$ на один примесный центр не должно вызывать удивления, поскольку переход представляет собой коллективный процесс, включающий много электронов в области объема около ${ displaystyle a_ {i} ^ {3} >> v}$ . Высокая сила генератора приводит к оптическому насыщению с низким энергопотреблением и срокам службы излучения ${ displaystyle tau _ {i} около 500}$ пс.^[7]^[8] Аналогичным образом, для примесных экситонов в GaAs сообщалось о радиационном времени жизни около 1 нс.^[9] Тот же механизм отвечает за малые радиационные времена до 100 пс для экситонов, заключенных в микрокристаллиты CuCl.^[10]

Связанные молекулярные экситоны

Точно так же на спектры слабозахваченных молекулярных экситонов также сильно влияют соседние экситонные полосы. Важным свойством типичных молекулярных кристаллов с двумя или более симметрично эквивалентными молекулами в элементарной ячейке, таких как бензин и нафталин, является то, что их спектры экситонного поглощения состоят из дублетов (или мультиплетов) полос, сильно поляризованных вдоль осей кристалла, как это было ранее. продемонстрировано Антонина Прихотько. Это расщепление сильно поляризованных полос поглощения, происходящих с одного молекулярного уровня и известное как «давыдовское расщепление», является первичным проявлением молекулярных экситонов. Если низкочастотная составляющая экситонного мультиплета находится внизу энергетического спектра экситона, то полоса поглощения примесного экситона, приближающегося к основанию снизу, усиливается в этой составляющей спектра и уменьшается в двух других составляющих; в спектроскопии молекулярных экситонов это явление иногда называют «эффектом Рашбы».^[11]^[12]^[13] В результате коэффициент поляризации примесной экситонной полосы зависит от ее спектрального положения и становится показателем энергетического спектра свободных экситонов.^[14] В больших органических молекулах энергия примесных экситонов может постепенно сдвигаться за счет изменения изотопного состава молекул-гостей. Основываясь на этом варианте, Владимир Броуде разработал метод исследования энергетического спектра экситонов в кристалле-хозяине путем изменения изотопного состава гостевых молекул.^[15] Замена хоста и гостя позволяет изучать энергетический спектр экситонов сверху. Изотопный метод совсем недавно был применен для изучения переноса энергии в биологических системах.^[16]

Смотрите также

Рекомендации

^ Эллиотт, Р. Дж. (1957). «Интенсивность оптического поглощения экситонами». Phys. Rev. 108 (6): 1384–1389. Дои:10.1103 / Physrev.108.1384.
^ Broude, V. L .; Еременко, В. В .; Рашба Э. И. (1957). «Поглощение света кристаллами CdS». Советская физика.. 2: 239.
^ Рашба, Э. И. (1957). «Теория примесного поглощения света в молекулярных кристаллах». Опт. Спектроск. 2: 568–577.
^ Рашба, Э. И .; Гургенишвили, Г. Э. (1962). «К теории краевого поглощения в полупроводниках». Сов. Phys. - Твердое состояние. 4: 759–760.
^ Рашба, Э. И. (1975). «Сильные стороны гигантских осцилляторов, связанные с экситонными комплексами». Сов. Phys. Полуконд. 8: 807–816.
^ Тимофеев, В.Б .; Яловец, Т. Н. (1972). «Аномальная интенсивность поглощения экситонных примесей в кристаллах CdS». Физ. Тверь. Tela. 14: 481.
^ Дагене, М. (1983). «Маломощное оптическое насыщение связанных экситонов с гигантской силой осциллятора». Appl. Phys. Латыш. 43 (8): 742. Дои:10.1063/1.94481.
^ Henry, C.H .; Нассау, К. (1970-02-15). «Время жизни связанных экситонов в CdS». Физический обзор B. Американское физическое общество (APS). 1 (4): 1628–1634. Дои:10.1103 / Physrevb.1.1628. ISSN 0556-2805.
^ Finkman, E .; Стердж, доктор медицины; Бхат, Р. (1986). «Сила осцилляторов, время жизни и вырождение резонансно возбужденных связанных экситонов в GaAs». Журнал Люминесценции. 35 (4): 235–238. Дои:10.1016/0022-2313(86)90015-3.
^ Накамура, А .; Yamada, H .; Токизаки, Т. (1989). «Размерно-зависимый радиационный распад экситонов в полупроводниковых квантовых сферах CuCl, заключенных в стекла». Phys. Ред. B. 40 (12): 8585–8588. Дои:10.1103 / Physrevb.40.8585.
^ Филпотт, М. Р. (1970). «Теория вибронных переходов примесей замещения в молекулярных кристаллах». Журнал химической физики. 53: 136. Дои:10.1063/1.1673757.
^ Hong, K .; Копельман, Р. (1971). «Экситонный сверхобмен, резонансные пары и полная структура экситонной зоны. ${ displaystyle {^ {1}} B_ {2u}}$ Нафталин ». J. Chem. Phys. 55 (2): 724. Дои:10.1063/1.1676140.
^ Мелетов, К. П .; Щанов, М. Ф. (1985). «Эффект Рашбы в гидростатически сжатом кристалле дейтеронафталина». Ж. Эксп. Теор. Физ. 89: 2133.
^ Broude, V. L .; Рашба, Э. И .; Шека, Э. Ф. (1962). «Аномальное примесное поглощение в молекулярных кристаллах вблизи экситонных полос». Сов. Phys. - Доклады. 6: 718.
^ В. Л. Броуд, Э. И. Рашба, Э. Ф. Шека, Спектроскопия молекулярных экситонов (Спрингер, Нью-Йорк), 1985.
^ Paul, C .; Wang, J .; Wimley, W.C .; Hochstrasser, R.M .; Аксельсен, П. Х. (2004). «Вибрационная связь, изотопное редактирование и β-листовая структура в мембраносвязанном полипептиде». Варенье. Chem. Soc. 126 (18): 5843–5850. Дои:10.1021 / ja038869f. ЧВК 2982945. PMID 15125676.

[1] Эллиотт, Р. Дж. (1957). «Интенсивность оптического поглощения экситонами». Phys. Rev. 108 (6): 1384–1389. Дои:10.1103 / Physrev.108.1384.

[2] Broude, V. L .; Еременко, В. В .; Рашба Э. И. (1957). «Поглощение света кристаллами CdS». Советская физика.. 2: 239.

[3] Рашба, Э. И. (1957). «Теория примесного поглощения света в молекулярных кристаллах». Опт. Спектроск. 2: 568–577.

[4] Рашба, Э. И .; Гургенишвили, Г. Э. (1962). «К теории краевого поглощения в полупроводниках». Сов. Phys. - Твердое состояние. 4: 759–760.

[5] Рашба, Э. И. (1975). «Сильные стороны гигантских осцилляторов, связанные с экситонными комплексами». Сов. Phys. Полуконд. 8: 807–816.

[6] Тимофеев, В.Б .; Яловец, Т. Н. (1972). «Аномальная интенсивность поглощения экситонных примесей в кристаллах CdS». Физ. Тверь. Tela. 14: 481.

[7] Дагене, М. (1983). «Маломощное оптическое насыщение связанных экситонов с гигантской силой осциллятора». Appl. Phys. Латыш. 43 (8): 742. Дои:10.1063/1.94481.

[8] Henry, C.H .; Нассау, К. (1970-02-15). «Время жизни связанных экситонов в CdS». Физический обзор B. Американское физическое общество (APS). 1 (4): 1628–1634. Дои:10.1103 / Physrevb.1.1628. ISSN 0556-2805.

[9] Finkman, E .; Стердж, доктор медицины; Бхат, Р. (1986). «Сила осцилляторов, время жизни и вырождение резонансно возбужденных связанных экситонов в GaAs». Журнал Люминесценции. 35 (4): 235–238. Дои:10.1016/0022-2313(86)90015-3.

[10] Накамура, А .; Yamada, H .; Токизаки, Т. (1989). «Размерно-зависимый радиационный распад экситонов в полупроводниковых квантовых сферах CuCl, заключенных в стекла». Phys. Ред. B. 40 (12): 8585–8588. Дои:10.1103 / Physrevb.40.8585.

[11] Филпотт, М. Р. (1970). «Теория вибронных переходов примесей замещения в молекулярных кристаллах». Журнал химической физики. 53: 136. Дои:10.1063/1.1673757.

[12] Hong, K .; Копельман, Р. (1971). «Экситонный сверхобмен, резонансные пары и полная структура экситонной зоны. ${ displaystyle {^ {1}} B_ {2u}}$ Нафталин ». J. Chem. Phys. 55 (2): 724. Дои:10.1063/1.1676140.

[13] Мелетов, К. П .; Щанов, М. Ф. (1985). «Эффект Рашбы в гидростатически сжатом кристалле дейтеронафталина». Ж. Эксп. Теор. Физ. 89: 2133.

[14] Broude, V. L .; Рашба, Э. И .; Шека, Э. Ф. (1962). «Аномальное примесное поглощение в молекулярных кристаллах вблизи экситонных полос». Сов. Phys. - Доклады. 6: 718.

[15] В. Л. Броуд, Э. И. Рашба, Э. Ф. Шека, Спектроскопия молекулярных экситонов (Спрингер, Нью-Йорк), 1985.

[16] Paul, C .; Wang, J .; Wimley, W.C .; Hochstrasser, R.M .; Аксельсен, П. Х. (2004). «Вибрационная связь, изотопное редактирование и β-листовая структура в мембраносвязанном полипептиде». Варенье. Chem. Soc. 126 (18): 5843–5850. Дои:10.1021 / ja038869f. ЧВК 2982945. PMID 15125676.

[1]

[2]

[3]

[4]

[5]

[6]

[7]

[8]

[9]

[10]

[11]

[12]

[13]

[14]

[15]

[16]