Дырочные состояния в валентных зонах
Пара материалов, образующих гетероструктуру типа I, может быть использована для реализации квантовой ямы для электронов зоны проводимости. В валентной зоне профиль потенциала, воспринимаемый электронами, представляет собой об-
|
Dz 2m*hh(z)dz |
|
Dz 2m*h(z)dz |
|
Viz) |
|
Tth(z)=ehnhZnhh(z) |
|
V{z) |
|
C(z)=<hChk) |
|
|
|
|
 |
|
|
|
 |
|
|
|
|
|
|
|
|
= Е+е* + |
|
2т, П2К 2т, |
|
Hh 2 is 2 |
|
7Л |
 |
|
|
|
|
WS = <’"h ^exp(iK' RH*o(r) VnK = - jj in (г) exp( iK • R)«ft0(r) Здесь: Ev есть максимум валентной зоны для материала ямы, а массы и собственные энергии еп отрицательны. Совершенно понятно (смотрите рис. 5. 13), мы можем рассматривать эту проблему с использованием положительных масс, заменив при этом знаки как у масс, так и у собственных энергий. В уравнении Шредингера это соответствует замене V(z) —» —V(z) и еп —» ~еп. В этом случае потенциал ямы является потенциалом ограничения для дырок (в этом случае направление отсчета положительной энергии направлено вниз на рис. 8.10), а кривая дисперсии соответствую- Объемный яма |
|
Т* < 0 |
|
Т* > 0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Щих подзон для дырок, подобно случаю электронов проводимости на рис. 8.6, носит вогнутый характер.
В рамках этой модели основным эффектом квантовой ямы является снятие вырождения между зонами легких и тяжелых дырок в центре зоны Бриллюэна из - за различия эффективных масс (|^лл| < е‘н). (В действительности же структура подзон является намного более сложной (мы возвратимся к этому аспекту в дополнении 8.Г). Использованная здесь простая модель аналогична модели, которую мы применили для оценки оптических свойств объемных полупроводников, когда мы пренебрегали анизотропией эффективной массы в валентной зоне.
