Влияние деформации и магнитного поля на электронную структуру глубоких примесных центров в полупроводниках тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

г ,' г-'> '-"О

" ••'.'О

ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ им.А.Ф.Иоффе РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК

На правах рукописи

Костин Иван Владимирович

ВЛИЯНИЕ ДЕФОРМАЦИИ И МАГНИТНОГО ШЛЯ НА ЭЛЕКТРОННУЮ СТРУКТУРУ ГЛУБОКИХ ПРИМЕСНЫХ ЦЕНТРОВ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ

01.04.07 - физика твердого тела

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Саню -Петербург 1998

Работа выполнена в Череповецком государственном университете

Научный руководитель - доктор физико-математических

наук, профессор Е.Б.Осипов

Официальные оппоненты - доктор физико-математических

наук, профессор Е.Д.Трифонов, доктор физико-математических наук, профессор Б.С.Монозон Ведущая организация - Санкт-Петербургский государственный технический университет

Защита состоится << "//*>> 199^года

. Л? часов на заседании диссертационного совета К 003.23.02 по присуждению ученой степени кандидата наук в Физико-техническом институте имени А.Ф.Иоффе РАН по адресу: 194021, Санкт-Петербург, ул. Политехническая, 26.

С диссертацией можно' ознакомиться в библиотеке Физико-технического института имени А.Ф.Иоффе РАН.

Автореферат разослан « _199$года

Ученый секретарь Кандидат физико-

диссертационного _ _ математических наук

совета Бахолдин С.И.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Все возрастающий интерес к полупроводникам с глубокими примесными центрами обусловлен существованием у них целого ряда физических свойств/ важных с точки зрения их практического использования. В последнее время расширился класс полупроводниковых соединений, увеличилось число дефектов, которые можно отнести к глубоким центрам, дальнейшее развитие получили методы расчета их электронной структуры.

АКТУАЛЬНОСТЬ ТЕМЫ определяется необходимостью объяснения и прогнозирования свойств полупроводников, легированных центрами с глубокими уровнями, при внешних воздействиях (изотропная и одноосная деформация, магнитное поле).

Существуют два подхода к рассмотрению процессов, происходящих в полупроводниках с участием глубоких примесей, - микроскопический и модельный феноменологический. В микроскопической теории был достигнут значительный прогресс в понимании электронных состояний примесных центров (в частности, имеющих незаполненные с!-оболочки), а также мультиплетной структуры уровней. Но так как в этом случае электронные состояния находятся численными методами, их использование для анализа конкретных физических явлений затруднительно, особенно при многообразии воздействий на центры.

Поэтому в диссертации рассмотрение тех или иных экспериментальных данных базируется на использовании метода эффективного (эквивалентного) гамильтониана, в котором внешние воздействия трактуются как малые операторные добавки к основному гамильтониану центра. Структура гамильтониана определяется требованиями симметрии, а его параметры (константы деформационного потенциала, д-факторы дырок) берутся из сопоставления с опытом. Немаловажным преимуществом такого подхода является сохранение физической наглядности рассматриваемых вопросов и простота интерпретации экспериментальных результатов.

ЦЕЛЬ РАБОТЫ состоит:

1. в расчете констант деформационного потенциала глубоких акцепторов в приближениях предельно сильного (Л—и предельно слабого (Д =0) спин-орбитального расщепления валентной зоны;

2. в определении параметров эффективного гамильтониана на основе сопоставления результатов расчета с экспериментальными данными для ряда центров в СаАБ;

3. в объяснении пьезоспектроскопических и магнитооптических свойств глубокого акцептора БпАз в СаАв в рамках одной модели центра.

ПРАКТИЧЕСКАЯ И НАУЧНАЯ ЦЕННОСТЬ обусловлена тем, что рассматриваемые в диссертации физические явления могут быть использованы при разработке различных полупроводниковых приборов. Результаты исследований оптических процессов, связанных с глубоким центром ЗпАз в СаАз, выполненные в диссертации, способствуют дальнейшему развитию теории примесных полупроводников с глубокими уровнями, позволяют прогнозировать их свойства во внешних полях.

НОВИЗНА РАБОТЫ состоит в априорном определении значений констант деформационного потенциала для различных примесных центров в кубических полупроводниках, имеющих симметрию вершины валентной зоны (Г8 или Г15). Именно эти константы определяют сдвиг и расщепление уровней и их волновые функции в поле внешней деформации, а это, в свою очередь, обуславливает специфику физических явлений.

Кроме того, впервые удалось объяснить все известные пьезоспектросколические и магнитооптические данные по центру ЗпА5 в СаАв именно в рамках единой модели.

ОСНОВНЫЕ ПОЛОЖЕНИЯ, ВЫНОСИМЫЕ НА ЗАЩИТУ.

1. Расчет константы объемного сжатия в предположении короткодействующего потенциала центра показывает, что ее значение является монотонно убывающей функцией энергии ионизации основного состояния, что подтверждается имеющимися экспериментальными данными для глубоких акцепторов замещения CuGa, AgGa, AuGa в GaAs.

2. Значение константы одноосной деформации Ьт{и dT), описывающей сдвиг и расщепление уровней при

Р| I [001] (при Р| I [111]), с увеличением энергии ионизации акцепторных центров,сначала возрастает, а затем уменьшается, что обусловлено изменением относительного вклада в волновую функцию примесного центра состояний валентной зоны и зоны проводимости.

3. Модель глубокого примесного центра SnAs в GaAs, согласно которой замещение мышьяка атомом олова ведет к возникновению в запрещенной зоне полупроводника двух близлежащих Г8-уровней - основного и возбужденного, дает возможность объяснить экспериментальные данные по смещению линии рекомбинационного излучения в поле внешней деформации Р||[001] и Р||[111] и по поляризации этой линии.

4. В рамках этой же модели возможно объяснение экспериментальных данных по рекомбинации экситона, связанного на акцепторном центре SnAs в GaAs, а именно, удается описать нелинейную зависимость величины смещения экситонной линии от напряженности магнитного поля. Кроме того, с учетом обменного взаимодействия дырок центра и экситона была получена удовлетворительно согласующаяся с экспериментом зависимость от давления Р величины сдвига этой же линии для случаев

PI I [001] и Р| | [111] .

АПРОБАЦИЯ РАБОТЫ. Основные результаты диссертации докладывались на 1 Российской конференции по физике полупроводников (Нижний Новгород, 1993 г.) и обсуждались на научных семинарах кафедр теоретической физики и астрономии РГПУ им. А.И.Герцена, ЧГПИ им. А.В.Луначарского.

ПУБЛИКАЦИИ. По материалам диссертации опубликовано девять печатных работ, список которых приведен в конце автореферата.

СТРУКТУРА И ОБЪЕМ. Диссертация состоит из введения и четырех глав, изложенных на 103 страницах машинописного текста. Она содержит 14 рисунков и список литературы из 106 наименований. Общий объем диссертационной работы 111 страниц.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

ВО ВВЕДЕНИИ обоснована актуальность темы, сформулированы цели работы, раскрыты новизна и практическая значимость полученных результатов, приведены основные положения, выносимые на защиту.

В ПЕРВОЙ ГЛАВЕ рассматриваются основные методы расчета электронной структуры (метод псевдопотенциала, зонный метод и метод непрерывных дробей, квазизонный метод кристаллического поля) и модели глубоких центров в полупроводниках (двухзонное приближение Келдыша, модель потенциала нулевого радиуса). В конце главы обсуждается вопрос об описании энергетического спектра электронов и дырок в условиях внешней деформации. Определяется вид эффективного гамильтониана, характеризующего изменение энергии электрона в точке Г валентной зоны, в приближениях предельно сильного (Д—и предельно слабого (Д=0) спин-орбитального расщепления .

ВТОРАЯ ГЛАВА посвящена вопросу вычисления констант деформационного потенциала глубоких акцепторов кубических полупроводников з модели короткодействующего потенциала центра. Три константы ат, Ьт, dT описывают сдвиг и расщепление уровней основного состояния центров при действии малой внешней деформации.

Рассмотрим вначале глубокие акцепторы, основной уровень которых имеет симметрию вершины валентной зоны (Г8) в случае предельно сильного спин-орбитального

расщепления (Д—. Одноосная деформация Р| | [001] расщепляет вырожденные состояния центра и зоны и смещает их. Использование разложения волновой функции примесного уровня по блоховским функциям лишь валентной зоны, которые, в свою очередь, записываются в виде разложения по базисным, соответствующим вершине валентной зоны, позволяет выразить примесную константу деформационного потенциала Ьт через зонную Ь и через параметры зонной структуры (эффективные массы). Так в сферическом приближении получается:

з/ У Шн т, т{2 + т{2 +16 _н 1

= 1- , (1)

ь 5 т{2 + т{2

где ли, ть - эффективные массы легких и тяжелых дырок,соответственно.

Оценка ЬТ/Ь для Се дает Ьт/Ъ= 0.57, что согласуется со значениями для мелкого акцептора Ьт/Ь~0.5-0.6 [1] •

В предельном случае слабого спин-орбитального

расщепления валентной зоны (Д=0) получим:

У- 3/ Л1,

7 т(г + 2 л?2 +12

/ JIIj I J"2 ' -L - ; ■ ■■ ■ I

Ьт_ = 1 _«М + Vm2 г (2)

Ъ 5 2 т(г + тр

где Л11, т2 - эффективные массы дырок в двухкратно и однократно вырожденных валентных подзонах.

В случае, когда т1»т2 ЪТ/Ь->0.7, при mj=m2 bT/b=l, что и следует ожидать для уровня, отщепленного от зон с одинаковыми эффективными массами. Оценка отношения Ьт/Ь для Si дает значения 0.88 для mj=mh, m2-m1 и 0.80 для 1712=2712, т2=Я1л, которые несколько выше полученных для мелкого кулоновского акцептора bT/b=0.84 и 0.73 [2].

В сферическом приближении для валентной зоны отношения констант примесного центра к. зонным, описывающим расщепление уровней при Р| | [001] и Р| | [111], равны, то есть br/b=dT/d. Учет несферичности зон, выпол-

ненный в приближении Д—для параметров йе, дал результат Ът/Ь=0.41, с3т/(3=0.53. Для СаАБ Ьт/Ь=0.52, бт/б=0.57.

В приведенных расчетах константа ат, описывающая сдвиг акцепторных уровней при изотропной деформации, равна зонной. Между тем, величины примесных констант ат, Ът, 6Т существенно отличаются от зонных и имеют широкий спектр значений для различных центров. Такое отличие приведенных расчетов от экспериментальных данных может быть объяснено вкладом в волновую функцию примеси состояний других зон, в частности, зоны проводимости. Этот вклад мал для уровней, близких к валентной зоне, однако для глубоких уровней он становится заметным и должен приводить к отличию ат от а, при этом и константы Ьт и зависят от положения акцепторного уровня в запрещенной зоне. Поэтому мы вычисляли константы ат, Ьг, <3т, используя модель Кейна, которая включает в состав базисных функций не только состояния вершины валентной зоны, но и дна зоны проводимости.

Матрица Кейна позволяет найти блоховские амплитуды идеального кристалла в виде разложения по базисным, а также определить энергетический спектр дырок в валентной зоне и электронов в зоне проводимости. Используя метод функции Грина, волновую функцию примесного уровня можно записать через блоховские, а следовательно, и через базисные функции обеих зон. Тогда, например, для константы Ьт в случае Д—получается:

~ = ^ N7 {оМ + 82, + 80с) + (0С + О^У2 6к . (3)

Здесь

о, =

(Е - Е,)

1 +

2РЧ-'

- Е,) )

Ос

(В - *с)

1 +

3К - ;

а СЕ - коэффициент нормировки примесной функции, кото

1 ( . 01 О,

рыи равен:

\Се

= 1

+

■к ¿к

(5)

Е - Ес

Ех, Ес - энергетический

Е - Е1

В выражениях (4) и (5) спектр в зоне тяжелых, легких дырок и в зоне проводимости, Е - энергия ионизации примесного центра, Р -матричный элемент оператора импульса, Ед - ширина запрещенной зоны.

Таким образом, константы деформационного потенциала глубоких акцепторов определяются через зонные и через энергию примесного центра Е, которая является исходным параметром.

Как показывает расчет, константа изотропной деформации имеет тем меньшее значение, чем дальше располагается уровень от вершины валентной зоны. Это объясняется все возрастающим вкладом состояний зоны проводимости в волновую функцию примесного центра (считаем, что для дна зоны проводимости ас=0) . Такой вид зависимости а-г=ат(Е) (см. рис.1) подтверждается и экспериментальными данными [3,4,6-10].

Зависимость константы Ьт от положения уровня сложнее. Вначале имеет место некоторый рост Ьт с увеличением энергии ионизации, а затем уменьшение значения константы Ьт- Первоначальное возрастание Ьт может быть объяснено тем, что состояния экстремума валентной

зоны

3

и ±-

1

^. которые в поле одноосной деформации

Р|I[001] движутся в противоположные стороны, дают различный вклад в волновую функцию центра, причем вклад этих состояний с увеличением Е уменьшается неодинаково быстро. Последующий спад константы Ьт обусловлен под-

мешиванием состояний зоны проводимости, не расщепляющихся одноосной деформацией (Ъс=0) .

Рис.1. Расчетная зависимость констант деформационного потенциала аг и Ьт от энергии ионизации основного состояния Е в приближении сильного (Д— спин-орбитального расщепления валентной зоны для GaAs. Кри-

ат Ьт

—, кривая б - — . а Ь

экспериментальные

для ат: 1 - CuGa- 2 -

- AuGa. 4, 5 - [6]

вая а -

Точки данные AgGa, 3

Сферическое приближение, положенное в основу расчетов, приводит к соотношению: Ьт/Ь=<Зт/<1.

Константы Зт, Ьт, <3т рассчитаны в приближениях предельно сильного (Д—и (Д=0) предельно слабого спин-орбитального расщепления валентной зоны. Первое приближение работает в области малых энергий Е, когда Е«Д и определяющий вклад в волновую функцию примесного центра вносит ближайшая к уровню валентная зона. Случаю Е<Ед отвечает приближение

Д=0. Тогда вклад состояний валентной и спин-орбиталь-но отщепленной зон мал, а основную роль играет зона проводимости.

В ТРЕТЬЕЙ ГЛАВЕ рассматривается модель глубокого акцептора 5пА5 в ваАБ, объясняющая его пьезоспектро-скопические свойства. Экспериментальной базой для ее создания послужили исследования, выполненные авторами [5] .

Четырехвалентный атом олова, замещая пятивалентный мышьяк в СаАэ, приводит к образованию в запрещенной зоне акцепторного уровня, который расположен на расстоянии примерно 0.17 эВ выше потолка валентной зоны. Этот уровень, как показывает эксперимент, расщепляется одноосной деформацией на два подуровня, а магнитным полем на четыре, то есть является четырехкратно вырожденным Г8-уровнем. Предположение об образовании в запрещенной зоне лишь одного Г8-уровня при легировании баАэ оловом приводит к линейной зависимости от давления частоты люминесцентного излучения, обусловленного переходами электронов со дна зоны проводимости на основной подуровень расщепленного деформацией акцепторного уровня. Между тем, экспериментальные данные указывают на нелинейный характер этой зависимости. Это связано с нелинейностью движения примесного уровня в поле внешней деформации, объяснение которой следует искать в существовании наряду с данным Г8-уровнем другого, возбужденного, достаточно близко лежащего от основного .

Возбужденный уровень не может являться двухкратно вырожденным Г6-уровнем, нерасщепляющимся внешним давлением. В таком случае наложение одноосной деформации Р||[001], перепутывающей состояния с одинаковыми значениями проекций момента импульса, вело бы к нелинейному смещению с давлением возбужденного уровня Е'¥1/

-72

и подуровня Е и основного Г8-состояния. Подуровень

~72

Е+у основного состояния смещался бы с давлением ли-

-72

нейно. Поэтому зависимость величины расщепления основного уровня ДЕ = Е+г/ - £+1/ от давления была бы нели-

нейной, что противоречит результатам эксперимента. По этой же причине возбужденное состояние не может быть Г7-состоянием. В связи с этим в основу исследований была положена модель, предполагающая возникновение двух акцепторных Г8-уровней при легировании GaAs оловом - основного и возбужденного, расстояние между которыми мало и в отсутствие внешнего возмущения равно Д. Одноосная деформация расщепляет каждый из них на два двухкратно вырожденных подуровня, взаимодействие которых определяет нелинейную зависимость их энергий от давления с сохранением линейности расщепления уровней в квадратичном по деформации приближении.

Для объяснения в рамках описанной модели центра SnAs в GaAs особенностей сдвига полосы рекомбинацион-ного излучения при наложении внешней одноосной деформации необходимо определить зависимость энергий подуровней основного Г8-состояния от давления. Это можно сделать, построив матрицу гамильтониана взаимодействия центра с деформацией на базисных функциях основного и возбужденного состояний с учетом их перепутыва-ния. Из равенства нулю определителя матрицы в квадратичном по деформации приближении для случая Р||[111] получаются следующие выражения для энергий подуровней основного уровня:

г 3<5 V

Е1 = ат Spe + -J3 d,Ex„--— i

'* Д

г

Е, = a, Spe - V3 d,e..v--, (6)

д

АЕ = £, - Е., = 2л[з d■ где ат - константа изотропной деформации, dj - константа деформационного потенциала основного уровня, 8 - константа, характеризующая перелутывание основного и возбужденного состояний в случае Р| | [111], Sp£=£xx+£yy+EZz [ехх, £уу, e:z, £ху - компоненты тензора деформации) .

Соответствующая выражениям (6) расчетная зависимость энергии излучения, обусловленного переходами электронов со дна зоны проводимости на подуровень Е2, от давления приведена на рис.2.

Рис.2. Расчетная зависимость энергии максимума люминесцентного излучения hco от давления Р||[111]. Точки - экспериментальные данные 15].

Рис.3. Расчетная зависимость поляризационного отношения р от давления Р||[111]. Точки - экспериментальные данные [5].

В рамках той же модели центра SnAs в GaAs можно описать наблюдающуюся в эксперименте зависимость от Р поляризационного отношения излучения р. Интенсивность света, поляризованного в каком-либо направлении, определяется вероятностью перехода электронов со дна зоны проводимости или с уровня мелкого донора на тот или иной подуровень основного состояния. Вероятности переходов были рассчитаны по стандартной теории квантовых переходов с использованием волновых функций примесного центра. Последние являются линейной суперпозицией базисных функций основного и возбужденного уровней. Результаты расчетов р от Р для случая Р| I [111] приведены на рис.3.

В ЧЕТВЕРТОЙ ГЛАВЕ модель примесного центра БпА5, предполагающая образование в запрещенной зоне двух близко лежащих Г6-уровней при легировании СэАб оловом, развита на случай связывания акцептором экситона, дающего линию рекомбинационного излучения с /ко=1.507 эВ. Авторы [5] изучили изменение с давлением положения линии люминесценции (ее расщепленных компонент), расщепление линии в магнитном поле и высказали предположение о существовании обменного взаимодействия дырок центра и экситона. Это предположение привлекалось ими лишь для объяснения наличия в спектре линии рекомбинации возбужденного состояния экситона (с полным моментом системы двух дырок Г=2), отстоящего от основного (с Г=0) на 1.3 мэВ. Однако детального исследования возбужденного состояния проведено не было.

Для объяснения экспериментальных данных мы считаем, что вначале (до рекомбинации экситона) обе дырки находятся в основном Г8-состоянии, а их полный момент равен нулю или двум. Рядом с этим основным двухдыроч-ным состоянием на расстоянии 1.3 мэВ расположено возбужденное состояние. Предположение о том, что его существование связано с переходом одной из дырок на возбужденный Г8-уровень (при сохранении величины Г) приводит к параболической зависимости от давления Р энергии рекомбинационного излучения Ьш в случае малых Р. Между тем, экспериментальные данные свидетельствуют о нелинейном, но непараболическом характере этой зависимости. Поэтому объяснение наличия в спектре линии рекомбинационного возбужденного состояния экситона следует искать в обменном взаимодействии дырок, которое расщепляет состояния с Г=0 и Г=2. При этом обе дырки и в том V. в другом случае (и когда Г=0 и когда Г=2) находятся на одном и том же основном Г8-уровне.

Для нахождения зависимости Ью-Ь(о{р) необходимо определить энергию начального (с двумя дырками и электроном) состояния в поле деформации. Это можно сделать, построив матрицу деформации для центра с двумя

дырками с учетом их обменного взаимодействия. Тогда из равенства нулю определителя матрицы для случая Р| I [001] получается следующее выражение для энергии системы двух дырок в состоянии с Г=0:

где Е0 - энергия дырок при Р=0, 3|2|=1.3 мэВ -величина обменного расщепления состояний с Е=0 и Т=2, А, Ь - константы деформационного потенциала системы двух дырок, - относительная деформация вдоль оси z.

После рекомбинации экситона на центре остается одна связанная дырка, уровень энергии которой расщеплен одноосной деформацией на два подуровня и Е2. С учетом переходов на оба подуровня конечного состояния получаются две линии рекомбинациоНного экситонного излучения. Результаты расчетов для случая Р||[001] приведены на рис.4. При этом значения феноменологических параметров (константы деформационного потенциала одно-дырочного состояния центра, расстояние между основным и возбужденным Г8-уровнями Д), фигурирующих в модели. Берутся те же, что и раньше.

Так как формулы для движения уровней в поле деформации оказываются инвариантными относительно знака константы обменного взаимодействия I, данный эксперимент не позволяет определить, которое из состояний (с Г=0 или Г=2) является основным.

Далее в диссертации рассматривается поведение примесного центра ЗпАЕ, связывающего экситон в магнитном поле. Экспериментальные данные указывают на нелинейный характер диамагнитного сдвига линий люминесценции с изменением напряженности Н. Это можно объяснить нелинейной зависимостью энергии системы в начальном или конечном состояниях. В случае большого обменного взаимодействия дырок центра и экситона в начальном состоянии поведение системы может быть объяснено на основе водородоподобной модели, суть которой состоит в рассмотрении движения электрона в поле центра, связы-

(7)

<540 --

к.

вающего две локализованные дырки. Однако добавки к энергии начального состояния системы в постоянном магнитном . поле, вычисленные на водородоподобных функциях

электрона на основе теории возмущений, дают значительно меньший вклад в энергию диамагнитного сдвига линий по сравнению с экспериментальными данными. Вследствие этого, нелинейность движения экситон-ной линии следует связать со взаимодействием основного и возбужденного Г8-уровней центра с одной дыркой в конечном

Оо% ■■

Рис.4. Расчетная зависимость энергии рекомбинационного экситон-ного излучения Ьсо от давления Р| 1(001]. Точки - экспериментальные данные [5].

(после рекомбинации) состоянии.

Записав матрицу гамильтониана акцептора с одной дыркой в магнитном поле Н||г, которое перепутывает состояния основного и возбужденного уровней с одинаковыми проекциями момента, можно определить энергию конечного состояния, приравняв нулю определители, матрицы. В начальном состоянии на нейтральном акцепторе связан экситон с полным моментом 1/2, уровень энергии которого в магнитном поле расщепляется на два подуровня, соответствующих двум ориентаииям спина электрона. С уче-

том правила отбора Дш=0,±1 выявляется шесть линий разрешенных переходов. Результаты расчета зависимости йй)=Л®(н) приведены на рис.5.

Полученное удовлетворительное согласие расчетных и экспериментальных пьезоспек-троскопических и магнитооптических зависимостей в рамках одной модели центра Бпдз, учитывающей близость возбужденного уровня к основному, позволяет надеяться на адекватность данной модели физической ситуации.

Большое количество феноменологических параметров, используемых в модели

акцептора ЗпАз в СэАб, не позволяет, к сожалению, однозначно определить их значения. Тем не менее, многочисленные расчеты на ЭВМ показывают, что наилучшее согласие с экспериментальными данными достигается при Л=6 мэВ (Л - расстояние между основным и возбужденным Г8-уровнями в отсутствие внешнего возмущения).

Рис.5. Расчетная зависимость энергии рекомбинационного экси-тонного излучения tía от напряженности магнитного поля Н||[001]. Точки - экспериментальные данные [5].

Основное содержание диссертации изложено в следующих работах (в соавторстве с Осиповым Е.Б., Осипо-вой H.A., Вороновым О.В., Сорокиной Н.О.):

1. Константы деформационного потенциала глубоких примесных центров в полупроводниках со сложной структурой зон // Депонировано в ВИНИТИ № 16-В93. - 1993.

- 13 с.

2. Константы деформационного потенциала глубоких акцепторов // Тезисы докладов 1 Российской конференции по физике полупроводников. - Нижний Новгород. - 1993.

- с.131.

3. Константы деформационного потенциала глубоких акцепторов в модели короткодействующего потенциала центра // ФТП. - 1993. - т. 27, № 10 - с. 1743-1746.

4. Роль возбужденного уровня в оптических свойствах глубокого центра SnAs в GaAs // Депонировано в ВИНИТИ № 341-В94. - 1994. - 14 с.

5. Поляризация люминесценции при переходах электронов на уровень глубокого акцептора при замещении атомом олова атома мышьяка в GaAs // Депонировано в ВИНИТИ № 1665-В94. - 1994. - 12 с.

6. Роль возбужденного состояния в пьезоспектро-скопических свойствах акцептора SnAs в GaAs /./ ФТП. -1995. - т. 29, № 8 - с. 1382-1387.

7. Влияние обменного взаимодействия дырок центра SnAs в GaAs на особенности движения и расщепления эк-ситонной линии излучения в поле деформации // Депонировано в

ВИНИТИ № 593-В95. - 1995. - 13 с.

8. Магнитооптические свойства центра SnAs, связывающего экситон в GaAs // Депонировано в ВИНИТИ № 5 94-В95. - 1995. -7 с.

9. Модель акцептора SnAs в GaAs в условиях внешней деформации и магнитного поля // ФТП. - 1996. - т. 30,. № 12 - с. 2149-2153.

ЦИТИРУЕМАЯ ЛИТЕРАТУРА

1. Bhargava R.N., Nathan M.I. Stress dependence of photoluminescence in GaAs // Phys.Rev.- 1967.

- v.161, № 3 - p.695-698.

2. БирГ.Л., Пикус Г.Е. Симметрия и деформационные эффекты в полупроводниках. - М.: Наука, 1972.

- 584с.

3. Аверкиев Н.С., Адамия З.А., Аладашвили Д.И., Аширов Т.К., Гуткин А.А., Осипов Е.Б., Седов В.Е. Константы деформационного потенциала и зарядовое состояние ян-теллеровского центра CuGa в GaAs // ФТП.

- 1987,- т.21, № 3 - с.421-426.

4. Pistol М.Е., Nilsson S., Samuelson L. Effects of hydrostatic pressure and phosphorus alloing on Ag acceptor level in GaAs // Phys.Rev.В.- 1988.- v.38,

№ 12 - p.8293-8295.

5. Schairer W., Bimberg D., Kottler W., Cho K., Schmidt M. Piezospectroscopic and magneto-optical study of Sn acceptor in GaAs // Phys.Rev.В.- 1976.

- v.13, № 8 - p.3452-3466.

6. Kumagai 0., Wunstel K., Jantsch W. Deep traps in GaAs under hydrostatic pressure. // Solid State Comm. - 1982.-V.41, № 1 - p.89-92.

7. Аверкиев H.C., Гуткин А.А., Осипов Е.Б., Седов B.E., Цацульников А.Ф. Оценка величины

статического искажения и нелинейности ян-теллеровского взаимодействия для глубокого центра CuGa в GaAs // ФТТ.-1990.-т.32, № 9 - с.2667-2676.

8. Аверкиев Н.С., Аширов Т.К., Гуткин А.А., Осипов Е.Б., Седов В.Е., Цацульников А.Ф. Стабилизация ориентации ян-теллеровских искажений акцептора AuGa в GaAs при низких температурах и переориентация центра в процессе рекомбинации // ФТП.-1991.-т.25, № 11

- с.1967-1975.

9. Аверкиев Н.С., Гуткин А.А., Осипов Е.Б., Седов В.Е. Адиабатические потенциалы и примесная

фотолюминесценция связывающего две дырки глубокого ян-

теллеровского центра при одноосном давлении // ФТП. -1987.-т.21, № 3 - с.415-420.

10. Аверкиев Н.С., Гуткин A.A., Осипов Е.Б., Ре-щиков М.А. Роль обменного взаимодействия в пьезоспек-троскопических эффектах, связанных с центром Мп в GaAs // ФТП. -1987.-т.21, № 10 - с.1847-1853.

Отпечатано в типографии ПИЯФ РАН 188350, Гатчина Ленинградской обл., Орлова роща 3ак.83, тир.100, уч.-изд.л.1; 22.02.1998 г.