Синхротронное излучение в спектроскопии. Михайлин В.В. - 102 стр.

Bαβ=4πDαβaαβ.Без члена A(l(hv)) эта система может быть по-
лучена из обычной зонной картины. «Генетическая» до-
бавка к квантовому выходу A(hv), определяемая «экситон-
ной» рекомбинацией электрона и дырки, рожденных в од-
ном акте поглощения фотона, равна
                 a eh                          ∞
   A(hν ) = 4π    ∫r
                        2
                            g (r )dr + 4πaeh ∫ rg (r )dr.   (2.15)
                  0                          a eh

Первый интеграл описывает частицы, сразу после терма-
лизации рекомбинирующие по «экситонному» каналу, по-
скольку расстояние между ними меньше радиуса сферы
захвата, второй—частицы, приходящие в сферу захвата в
процессе диффузии. На рис. 2.16 показаны рассчитанные в
достаточно простых предположениях зависимости кванто-
вого выхода «экситонного» канала от энергии возбуждаю-
щего фотона (Е0—энергия фотона, при которой горячий
разлет электрона и дырки равен радиусу сферы рекомбина-
ции), интенсивности возбуждающего света и температуры
образца. Видно, что в случае малой интенсивности зави-
симость от энергии возбуждающего фотона проявляется
наиболее сильно: квантовый выход быстро падает, если
разлет е и h становится много больше радиуса рекомбина-
ции, поскольку увеличивается доля пар, разбегающихся на
бесконечность в процессе тепловой диффузии (она равна
1—A). С ростом интенсивности возбуждающего света да-
же для «убежавших» электронов появляется возможность
рекомбинации с дыркой, рожденной в другом акте погло-
щения фотона, поэтому глубина провала уменьшается. Ес-
ли учитывать зависимость вероятности высвобождения
электрона из ловушки ωT от температуры с энергией акти-
вации εb, то глубина провала также начинает зависеть от
температуры образца. При низких температурах диффузия
из-за длительного времени пребывания на ловушках эф-
фективно уменьшается, поэтому спектр возбуждения ста-
новится более плоским. В рамках рассмотренной модели
                                     - 101 -