WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Журнал технической физики, 2004, том 74, вып. 12 05;06;07;12 Гетерогенный перенос заряда на основе резонансной приконтактной фотоионизации 2 © Б.П. Кашников,1 В.В. Макаров,2 Е.В. Макаров,2 Г.И. Смирнов 1 Институт физики полупроводников СО РАН, 630090 Новосибирск, Россия 2 Сибирское отделение Международного института нелинейных исследований РАН, 630090 Новосибирск, Россия e-mail: smirnov.g.i@iae.nsk.su (Поcтупило в Редакцию 26 февраля 2004 г.) Предложена качественная модель гетерогенного переноса заряда между атомами в поликристаллических пленках или неоднородных наноструктурах типа полупроводник-диэлектрик, взаимодействующими с резонансным излучением и металлической поверхностью контакта. Определена вероятность процесса резонансной приконтактной фотоионизации в неоднородных твердотельных наноструктурах, что позволяет использовать данный процесс в нанотехнологиях для измерений и передачи информации.

Введение окисными прослойками. Если возбужденное состояние атома n-полупроводника соответствует области разреИнтерес к исследованиям процессов гетерогенного шенной полосы металла выше уровня Ферми, то основпереноса заряда в поле резонансного излучения стиным механизмом фотоионизации является безактивацимулируется открывшимися в последнее время мноонная перезарядка между этим атомом и металлом.

гообразными возможностями их использования в наВ работе [10] задача вычисления вероятности безактиванотехнологиях, нелинейно-информационных системах, ционной перезарядки между приповерхностным атомом технологиях зарядовой связи, коллективных лазерных и металлом была сведена к задаче об ионизации атома ускорителях ионов, лазерно-плазменных технологиях, внешним электрическим полем [11]. В рамках рассматоптоэлектронике [1–4]. Весьма активно изучаются пориваемой далее модели приконтактной фотоионизации верхностные эффекты в спектрах фотоабсорбции и показано, что возбужденное фотоном с энергией, прифотодесорбции для частиц, взаимодействующих с померно равной ширине запрещенной зоны, состояние атоверхностью (см., например, [5–7]). Интересным прима в кристаллите, расположенного в непосредственной мером такого рода эффектов служит появление асимблизости от металлической поверхности, уподобляетметрии колебательного спектра вследствие передачи ся автоионизационному уровню на фоне континуума, энергии между молекулой и поверхностью по механизму образуемого квазинепрерывным электронным спектром электронно-дырочных пар [5]. О наблюдении эффекнормальных металлов [12]. Заметим, что подобным обтов резонансной поверхностной фотоионизации впервые разом осуществляется также резонансная приконтактная сообщалось в работах [8,9]. Богатую информацию о фотоионизация в неоднородных наноструктурах типа проблеме электрон-атомного взаимодействия, важной полупроводник-диэлектрик, контактирующих с металдля физики твердого тела, оптоэлектроники и ряда разлической поверхностью.

делов атомной физики, могут дать также исследования Спектры резонансного фотопоглощения и поверхпроцесса приконтактной фотоионизации атомов в поностной фотоионизации в этой ситуации определяются ликристаллических пленках или твердотельных гетеронелинейными интерференционными эффектами взаимоструктурах. В данной работе построена качественная модействия данного континуума и энергетических состоядель перезарядки между атомами в полупроводниковых ний кристаллитов, соответствующих потолку валентной кристаллитах или неоднородных наноструктурах типа зоны и дну зоны проводимости. При фотопоглощении полупроводник-диэлектрик, резонансно взаимодействув легированных полупроводниках роль основного или ющими с излучением, и металлической поверхностью возбужденного состояний могут выполнять уровни приконтакта. Определена вероятность приконтактной лазермесных донорных центров в запрещенной зоне.

ной фотоионизации атомов, локализованных в поликриДалее анализируется зависимость нелинейных интерсталлических пленках или наноструктурах полупроводференционных эффектов резонансной приповерхностной ник-диэлектрик вблизи металлической поверхности.

фотоионизации от расстояния между атомом в полупроводнике и металлом. Аналогичные интерференционные эффекты возникают при резонансном рассеянии лазерМодель ного излучения [13].

Предполагаем, что образующие фоточувствительную Считаем для определенности температуру поликрипленку кристаллиты обладают n-типом проводимости сталлической пленки достаточно низкой для того, чтобы и окружены туннельно-прозрачными диэлектрическими энергетические состояния у дна зоны проводимости и 102 Б.П. Кашников, В.В. Макаров, Е.В. Макаров, Г.И. Смирнов потолка валентной зоны можно было бы приближенно Однако при расчете спектральных характеристик форассматривать как дискретные. Квантово-механическому тоионизации в поле бегущей волны удобно вместо сиописанию процесса приконтактной фотоионизации при стемы уравнений для амплитуд вероятности состояний поглощении излучения на переходе между основным дискретного и сплошного спектра a использовать j,p состоянием атома n и возбужденным m, расположенным аппарат матрицы плотности. Специфические черты пров отличие от основного выше уровня Ферми металла, цедуры перехода от данной системы уравнений к кинеотвечает полный гамильтониан тическому уравнению для матрицы плотности, обусловленные наличием континуума электронных состояний, H = Ha + HM + (U + V ), (1) нашли отражение в [16]. Вывод квантового кинетического уравнения, пригодного при любом взаимодействии где сумма трех слагаемых Ha, HM и U представлена частицы с внешним полем, был дан ранее в работе [18].

модельным гамильтонианом Андерсона [14,15], которым Недиагональный элемент матрицы плотности mn, определяются электронные состояния системы, состояотвечающий боровской частоте радиационного перехощей из металла и взаимодействующей с ним двухуровда mn, в резонансном приближении имеет осциллируюневой подсистемы.

щий вид Гамильтоновы операторы двухуровневой подсистемы mn = rmn exp -i( t - kr), = - mn, (7) Ha = Ej (2) = kc — частота светового поля.

j=m,n Считается, что атом в основном состоянии, лежащем и невозмущенного металла ниже уровня Ферми, взаимодействует с металлом заметно слабее, чем возбужденный атом. Соответствующие HM = Epc+c (3) матричные элементы гибридизации удовлетворяют нераp p p венству |Upm| > |Upn|.

Пренебрегая влиянием излучения на населенность выражаются через фермионные операторы рождения c+, j нижнего уровня атома nn, можно в этом случае ограc+ и уничтожения c, c электронов в атомном и p j p ничиться анализом системы уравнений для rmn и насеметаллическом состояниях; Ej, Ep — энергии электронленности верхнего уровня mm ных состояний в атоме и полубесконечном металле соответственно; оператор t + vz z + - i rmn = -i(Gmn + mn + imn)nn, (8) U - Upjc+c + h.c. (4) = - mm - kv, p j p, j (t + vz z + )mm = Im (Gmn + mn + imn)rnm, описывает туннельное взаимодействие между состояни = + mm, (9) ем металла p и состояниями кристаллита j = m, n. Оно mn аналогично конфигурационному взаимодействию Фано nn = N, (10) между континуумом и автоионизационным состоянием [16,17]. Предполагается, что электромагнитное излугде N — полное число атомов в единице объема.

чение взаимодействует только с атомными состояниями;

Через обозначена константа спонтанного распада mn это взаимодействие учитывает оператор V.

возбужденного состояния атома; Gmn = E0dmn/, E0 — амплитуда бегущей волны; dmn — матричный элемент момента электрического дипольного перехода.

Квантовое кинетическое уравнение Параметры Общее решение уравнения Шредингера для данной mj = UmpUpj =, (11) задачи p i t = H (5) 2GmlGl jl 1 mj(p) dp можно представить в виде линейной комбинации волно- mj = + (12) 2 - l - p вых функций, стационарных состояний невозму- l j p щенной системы с гамильтонианом H0 = Ha + HM, приучитывают релаксационные процессы и энергетические чем с учетом квазинепрерывности электронного спектра сдвиги, обусловленные интерференционным эффектом металла суммирование по состояниям, различающимся туннельного взаимодействия состояний j = m, n с меэнергией Ep, приближенно заменяется интегрированием таллической поверхностью. В выражении (12) суммирование распространяется на все нерезонансные состояния, величины mj, mj зависят от расстояния z между = a + dpa ; p = Ep/. (6) j j p p атомом и поверхностью [19].

j Журнал технической физики, 2004, том 74, вып. Гетерогенный перенос заряда на основе резонансной приконтактной фотоионизации Нелинейные интерференционные Форма резонанса поверхностной фотоионизации (x) существенно зависит от величины параметров qmn и.

эффекты приконтактной В целом частотный контур сечения поверхностной фотофотоионизации ионизации (x) подобен профилю автоионизационного резонанса Фано [20,21]. В зависимости от расстояния Линейная восприимчивость среды между поглощающими атомами и металлической поверхностью значение параметра может меняться в = 2 |E0|-2Gnm rmn (13) интервале от 0 до 1 (в частности, при mm имеем mn и коэффициент резонансного поглощения света 1).

Как правило, уменьшение значений релаксационных = 4k Im (14) констант mj и энергетических сдвигов mj при удалении атома от металлической поверхности аппроксимируется выражаются через элемент матрицы плотности rmn, экспоненциальной моделью [14,21] усредненный по ансамблю частиц. Для вычисления сечения поверхностной фотоионизации mj = mje-az, mj = mje-az. (22) = 16 r|E0|-2N-1 mm mm + 2Re(mnrnm) (15) В этой ситуации асимптотика падения сечения поверхностной фотоионизации при z также представлена необходимо наряду с rmn определить также заселенность экспонентой возбужденного состояния mm. Решения уравнений (8), (x) e-az. (23) (9) имеют вид Используя приближение (22), определим поток элек-тронов rmn = inn(Gmn + mn + imn) - i( - mm), (16) -2 2 Ne = N W (z ) dz = N W, (24) mm = nnmn(1 + q2 ) +( - mm)2, mn qmn =(Gmn + mn)/mn. (17) индуцируемый излучением вблизи поверхности контакПараметр qmn отражает наличие двух интерферирута. Он пропорционален усредненному значению вероятющих каналов при поглощении излучения, таких как ности перезарядки между металлом и резонансно-возпереход в возбужденное состояние m и переход в полосу буждаемыми атомами кристаллитов сплошного спектра шириной mm, причем величина qmn W (z ) =|E0|2 (z )/8 k, (25) пропорциональна отношению вероятностей этих процессов. В пределе z, когда mj, mj = 0, соотноше- где сечение (z ) дается формулой (21).

ния (16), (17) сводятся к известным результатам для С учетом неравенства частиц, не взаимодействующих с поверхностью, mj, mj, Gmn, (26) mn rmn = innGmn( - i )-1, (18) mn которое выполняется обычно в приповерхностном фо тоионизационном слое шириной a-1, асимметричное -mm = nnG2 + 2. (19) mn mn распределение по спектру средней вероятности W можно представить в виде Рассмотрим процесс резонансного взаимодействия из лучения в атомами, расположенными на одинаковом 2 W = 2 mn - mn (cos - x arctg cos 2 + x sin 2 ln r) расстоянии z = const от металлической поверхности.

Этот вариант реализуется также при осаждении по- mnmn(sin - x arctg sin 2 - x ln r cos 2) a, глощающих атомов на тонкой диэлектрической пленке, нанесенной на металл [19], когда для контура частотной 1/ 2 = mm + mm, x = /, = mm( - mm)-1, зависимости коэффициента резонансного поглощения, 1/2 - согласно (14), (16), получаем r = mm +( - mm)2, = arctg mm/mm. (28) = 8 kNGmnmn(qmn - x)|E0|2 (1 + x2), По частотной шкале резонанс фотоионизации имеет x =( - mm)/. (20) ширину порядка mm, а степень его асимметрии опре Асимметрия контура ( ) обусловлена интерферен- деляется отношением mn/mn. Из (25), (27) следует цией процессов перехода электрона в дискретное со- простое выражение для электронного потока Ne, отвестояние m и континуум, образуемый металлической чающего центру линии поглощения (| | ), поверхностью. 2 2 Ne = N mm mn - mn - 2mnmnmm 2a. (29) Спектр резонансной поверхностной фотоионизации в соответствии с (15)-(17) определяется соотношением В частности, такого рода резонансное туннелирова2 -ние фотоэлектронов из контактного слоя в короткопе =16 |E0|-2mn (1 + q2 ) - 2 + 2qmnx (1 + x2), mn риодных сверхрешетках может приводить к появлению = mn/. (21) резонансов фототока.

Журнал технической физики, 2004, том 74, вып. 104 Б.П. Кашников, В.В. Макаров, Е.В. Макаров, Г.И. Смирнов Заключение [12] Лифшиц Е.М., Питаевский Л.П. Статистическая физика.

М.: Наука, 1978. 448 с.

Таким образом, основным результатом данной ра- [13] Раутиан С.Г., Смирнов Г.И., Шалагин А.М. Нелинейные резонансы в спектрах атомов и молекул. Новосибирск:

боты является вычисление вероятности перезарядки Наука, 1979. 311 с.

между атомами в полупроводниковых кристаллитах или [14] Anderson P.W. // Phys. Rev. 1961. Vol. 124. N 1. P. 41–53.

неоднородных наноструктурах типа полупроводник-ди[15] Большов Л.А., Напартович А.П., Наумовец А.Г. и др. // электрик, резонансно-взаимодействующими с излучениУФН. 1976. Т. 122. N 1. С. 125–158.

ем, и металлической поверхностью при учете нели[16] Геллер Ю.И., Попов А.К. Лазерное индуцирование резонейных интерференционных эффектов, обусловленных нансов в сплошных спектрах. Новосибирск: Наука, 1981.

переходами в возбужденное состояние полупроводника 160 с.

и образуемую металлом полосу сплошного спектра.

[17] Анциферов В.В., Вартазарян А.С., Смирнов Г.И. // Спектральные контуры фотопоглощения и фотоиониЖЭТФ. 1987. Т. 93. Вып. 2(8). С. 762–767.

зации в полупроводниковых кристаллитах, расположен[18] Раутиан С.Г., Смирнов Г.И. // ЖЭТФ. 1978. Т. 74. Вып. 4.

ных вблизи металлической поверхности, асимметричны С. 1295–1306.

подобно профилю резонанса Фано [20,21]. Степень асим- [19] Yu M.L., Lang N.D. // Phys. Rev. Lett. 1983. Vol. 50. N 2.

метрии резонансов фотопоглощения и фотоионизации P. 127–130.

задается отношением вероятности радиационного пере- [20] Fano V. // Phys. Rev. 1961. Vol. 124. N 6. P. 1866–1878.

[21] Ravi S., Agarval G.S. // Phys. Rev. A. 1987. Vol. 35. N 8.

хода в возбужденное состояние к вероятности перехода P. 3354–3367.

в индуцированный поверхностью металла континуум.

Вполне естественно, что для удаленных от металлической поверхности атомов резонанс фотопоглощения становится симметричным, а вероятность фотоионизации резко снижается.

Рассмотренные технические свойства резонансной приконтактной фотоионизации могут использоваться для создания новых технологий преобразования и передачи информации.

Авторы признательны Е.А. Кузнецову и Г.Г. Телегину за полезные обсуждения.

Работа выполнена при частичной поддержке Программы фундаментальных исследований Президиума РАН „Математические методы в нелинейной динамике“ и Программы государственной поддержки молодых российских ученых и ведущих научных школ РФ (грант № НШ-1716.2003.1).

Список литературы [1] Анциферов В.В., Смирнов Г.И., Телегин Г.Г. // Письма в ЖТФ. 1994. Т. 20. Вып.8. С. 74–77.

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.