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Optische Übergänge in FestkörpernAusarbeitung zum Seminarvortrag vom 29.4.2008 von Yvonne Rehder
Inhaltsverzeichnis
1 Einleitung 3
2 Optische Übergänge 3
3 Die Struktur des Festkörpers 3
3.1 Die Kristallstruktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3
3.2 Elektronenverhalten im Festkörper: die Näherung des quasifreien Elektrons . . . 4
3.2.1 Das freie Elektronengas im unendlich hohen dreidimensionalen Potential-
kasten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4
3.2.2 Das quasifreie Elektron im Kristallgitter in einer Dimension . . . . . . . 5
3.3 Die Bandlücke . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6
3.4 Näherung des stark gebundenen Elektrons . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
4 Optische Übergänge in Festkörpern 8
4.1 Wechselwirkung von Licht und Elektronen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
4.2 Die Zustandsdichte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
4.3 Zustandsdichte und Bandstruktur im Vergleich . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
4.4 Die effektive Masse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
4.5 Auswahlregeln . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
4.6 Photolumineszenz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
5 Exzitonen 13
5.1 Frenkel-Exzitonen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
5.2 Mott-Wannier-Exzitonen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
5.3 Die Ein-Teilchen/Zwei-Teilchen-Darstellung von Exzitonen . . . . . . . . . . . 14
5.3.1 Der Grundzustand . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
5.3.2 Der angeregte Zustand . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
5.3.3 Der korrelierte Zustand . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
5.3.4 Die optische Absorption . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
5.4 Gebundene Exzitonen an Störstellen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
5.5 Donator-Akzeptor-Paar-Übergänge . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
6 Zusammenfassung 17
Literatur 18
2
1 Einleitung
Optische Übergänge in Festkörpern sind eine wesentliche Grundlage vieler technischer Anwen-
dungen, wie z.B. der Leuchtdiode, des Festkörperlasers und der Solarzelle. Im Folgenden wer-
den die theoretischen Grundlagen optischer Übergänge dargestellt. Zunächst werden die Struktur
des Festkörpers sowie das Elektronenverhalten im Festkörper beschrieben, die die Grundlage der
Bandstruktur bilden. Anhand einiger Beispiele werden die Bandstrukturen und zugehörigen Zu-
standsdichten einiger Festkörper diskutiert und verglichen. Danach wird auf optische Übergänge
in direkten und in indirekten Halbleitern eingegangen. Den letzten Teil dieser Ausarbeitung bilden
Rekombinationsprozesse und Exzitonen.
2 Optische Übergänge
Ein optischer Übergang bezeichnet die Änderung des Energiezustandes eines Atoms durch Emis-
sion oder Absorption von Photonen. Bekannte Anwendungen optischer Übergänge in Festkörpern
sind die Leuchtdiode und der Halbleiterlaser, welche aus elektrischer Energie Licht erzeugen, so-
wie die Solarzelle, die auf dem umgekehrten Prozess beruht. Für den Halbleiter ist die Absorption
eines Photons der Energie h̄ω in Abbildung 1 dargestellt.
Abbildung 1: Optische Übergänge in Halbleitern schematisch
[2]
3
Abbildung 2: Die Kristallstruktur des Festkörpers
[3]
3 Die Struktur des Festkörpers
3.1 Die Kristallstruktur
Festkörper und ihre physikalischen Eigenschaften können durch Kristallgitterstrukturen beschrie-
ben werden. Die Kristallstruktur kommt dadurch zustande, dass Atome im Festkörper chemi-
sche Bindungen eingehen und hierbei das Minimum der Gesamtenergie anstreben. Die Folge sind
Gleichgewichtsabstände, die bei gleichen Atomen zu einer dreidimensionalen periodischen Git-
terstruktur führen. Die Abbildung 2 zeigt ein sog. fcc-Gitter (flächenzentriertes Gitter) im Real-
raum mit seinem bcc-Gitter (raumzentriertes Gitter) im reziproken Raum. Die Periodizität ist also
zentrales Merkmal von kristallinen Festkörpern und zieht eine Reihe weiterer physikalischer Ei-
genschaften nach sich. Gerade für theoretische Betrachtungen sind die Periodizität und die damit
verbundene Symmetrie der Kristalle eine große Vereinfachung. Für den realen Kristall sind dies
jedoch nur Näherungen, die durch Störungen ergänzt werden müssen.
3.2 Elektronenverhalten im Festkörper: die Näherung des quasifreien
Elektrons
Will man nun beschreiben wie sich ein Elektron im Festkörper verhält, so macht man den Ansatz,
dass die Atomrümpfe des Gitters ein zeitunabhängiges periodisches Potential darstellen. In dieser
Näherung vernachlässigt man die Wechselwirkung der Atomrümpfe untereinander und die mit den
restlichen Elektronen im Kristall. Eine weitere Vereinfachung stellt die sog. Einelektronennähe-
rung dar, d.h., man betrachtet nur ein einziges Elektron in dem zeitlich konstanten, periodischen
Potential der Atomrümpfe überlagert von dem der anderen Elektronen. Zunächst wird im folgen-
4
den Abschnitt der einfache Potentialkasten diskutiert.
3.2.1 Das freie Elektronengas im unendlich hohen dreidimensionalen
Potentialkasten
Im Dreidimensionalen lautet die stationäre Schrödingergleichung für ein freies Teilchen:
−h̄2
2m
(∂2
∂x2+
∂2
∂y2+
∂2
∂z2
)ψ~k
(~r) = E~kψ~k
(~r) (1)
Betrachtet man jetzt ein Elektron in einem unendlich hohen dreidimensionalen Potentialkasten, so
gelten die Randbedingungen:
ψ = 0 für x = 0 und L; y, z bel. zwischen 0 und L (2)
ψ = 0 für y = 0 und L; x, z bel. zwischen 0 und L (3)
ψ = 0 für z = 0 und L; x, y bel. zwischen 0 und L (4)
Da das Elektron im Potentialkasten eingeschlossen ist, ist seine Aufenthaltswahrscheinlichkeit 1.
Hieraus folgt die Normierungsbedingung:
∫d~rψ∗ (~r)ψ (~r) = 1 (5)
Die Lösungen der Schrödinger-Gleichung (1) sind nun:
ψ (~r) =(
2L
) 32
sin kxx sin kyy sin kzz (6)
Einsetzen von (6) in (1) liefert die möglichen Energiezustände:
E =h̄2k2
2m=
h̄2
2m(k2
x + k2y + k2
z
)(7)
welche den Energieeigenwerten des freien Elektrons entsprechen.
3.2.2 Das quasifreie Elektron im Kristallgitter in einer Dimension
Wir betrachten nun ein Elektron im periodischen Potential der Atomrümpfe, in einer Dimension.
Zur Vereinfachung wird das Potential der Rümpfe als sehr schwach angenommen, was einer klei-
nen Störung entspricht. Als Folge der Symmetrie der Periodizität sind die Einelektronenzustände,
die im Kastenpotential (wie gezeigt) der Energieparabel entsprechen, im k-Raum auf vielen Para-
beln jeweils um den reziproken Gittervektor G gegeneinander verschoben:
E(~k)
= E(~k + ~G
)=
h̄2
2m
∣∣∣~k + ~G∣∣∣2 (8)
Dies ist in Abb. 3 dargestellt für ein eindimensionales Gitter.
5
Abbildung 3: Die Energieparabel des freien Elektrons im reziproken Raum periodisch fortgesetzt
[1]
3.3 Die Bandlücke
Im Kristall muss neben den verschobenen Energieparabeln auch die Störung durch die Atomrümp-
fe berücksichtigt werden. Man kann den Ansatz wählen:
ψ+ =∝(exp
iGx
2+ exp
−iGx2
)∝ cosπ
x
a(9)
ψ− =∝(exp
iGx
2− exp−iGx
2
)∝ sinπ
x
a(10)
Man erhält stehende Wellen mit ortsfesten Nulldurchgängen mit den Wahrscheinlichkeitsdichten
ρ+ = ψ∗+ψ+ ∝ cos2 πx
a(11)
ρ− = ψ∗−ψ− ∝ sin2 πx
a(12)
ψ− bedeutet eine Erhöhung der Gesamtenergie und ψ+ eine Erniedrigung zur Energie im Ver-
gleich zum freien Elektron ohne Störpotential. Diese Energiedifferenz führt an den Brillouin-
Zonenkanten zu einer Energiebandaufspaltung, der sog. Bandlücke. Graphisch wird dies durch
Abbildung4 veranschaulicht.
Betrachtet man die weiteren Energiedispersionskurven E(~k)
des eindimensionalen Gitters, so
erhält man die Bandstruktur für die Näherung des freien Elektrons (siehe Abbildung 5):
6
Abbildung 4: Enstehen der Bandlücke graphisch
[1]
Abbildung 5: Entstehen der Bandstruktur (Näherung des freien Elektrons)
[1]
7
3.4 Näherung des stark gebundenen Elektrons
Beschreibt man Elektronen, die im Festkörper stark gebunden sind, wie z.B die stark lokalisier-
ten Rumpfelektronen, so wählt man die Näherung des stark gebundenen Elektrons. Die Störung
durch die Atompotentiale ist jetzt groß, man erhält diese durch Summation über alle Gitteratome.
Man erhält als Ergebnisse, dass die Energiebänder energetisch umso breiter sind, je stärker die be-
nachbarten Wellenfunktionen eines Zustandes überlappen und dass jeder Energiezustand mit zwei
Elektronen besetzt werden kann. Letzteres entspricht gerade dem Pauli-Prinzip.
4 Optische Übergänge in Festkörpern
4.1 Wechselwirkung von Licht und Elektronen
Bei einem optischen Übergang verändert ein Atom durch Wechselwirkung mit Photonen seinen
Energiezustand, d.h., dass ein oder mehrere gebundene Elektronen ihre Orbitale ändern. Für die
möglichen Übergänge gelten Energie- und Impulserhaltung bei der Wechselwirkung der Photonen
mit den Elektronen. Für die kinetische Energie der Elektronen gilt:
EElektron =12mv2 =
p2
2m=h̄2k2
2m= h̄ω (13)
Für die Dispersion von Licht gilt:
EPhoton = hν = h̄ω =hc
λ= h̄c
2πλ
= ch̄k = cp (14)
Graphisch veranschaulicht ist dies in der Abbildung 6:
4.2 Die Zustandsdichte
Ein wichtiger Begriff der Festkörperphysik ist die Zustandsdichte, auch um z.B. elektronische
Eigenschaften zu charakterisieren. Sie ist definiert als
D(E) =∂N
∂E(15)
und beschreibt den Energieinhalt eines Elektronensystems bzw. die Anzahl der Elektronenzustän-
de pro Energieintervall. Bezogen auf das Realvolumen eines Kristalls ist die Zustandsdichte gege-
ben durch
D(E)dE =1
(2π)3
(∫E(k)=const
dfE
|∇kE(k)|
)(16)
8
Abbildung 6: Wechselwirkung von Elektronen und Photonen
Dort wo die Dispersionskurven flach verlaufen ist die Zustandsdichte hoch. Außerdem ist die
Zustandsdichte wichtig, weil sie experimentell mittels Photoemissionsspektroskopie messbar ist.
Die Bandstruktur selber kann nicht direkt gemessen, sondern nur berechnet werden. Im nächsten
Abschnitt werden anhand einiger Beispiele Bandstrukturen mit zugehörigen Zustandsdichten ver-
glichen.
4.3 Zustandsdichte und Bandstruktur im Vergleich
Die Abbildung 7 zeigt die Bandstruktur und die Zustandsdichte von Kupfer. Man sieht, dass die
s-Elektronen parabolische E(k)-Linien haben bei einer relativ geringen Zustandsdichte. Die d-
Elektronen dagegen haben flache Dispersionskurven, die mit der starken Lokalisierung der d-
Elektronen in Übergangsmetallen zusammenhängt, und eine hohe Zustandsdichte.
Bei einfachen Metallen wie z.B. Aluminium, ist die Bandstruktur überwiegend parabolisch (Ab-
bildung 8). Dies gilt auch für die Alkalimetalle Lithium, Natrium und Kalium, die alle keine d-
Elektronen besitzen. Bei Halbleitern hängt die elektrische Leitfähigkeit stark von der Temperatur
ab, weil die Bandlücke durch thermische Anregung überwunden werden kann. Man kann nähe-
rungsweise die Eigenleitfähigkeit und die intrinsische Ladungsträgerdichte durch das Verhältnis
aus Breite der Bandlücke und Temperatur Eg
kBT beschreiben. Ist das Verhältnis groß, so ist die Leit-
fähigkeit klein. Die Abbildung 9 zeigt die Bandstruktur des indirekten Halbleiters Germanium, in
der zwischen den Valenz- und Leitungsbändern die verbotene Zone eingezeichnet ist.
9
Abbildung 7: Zustandsdichte und Bandstruktur von Kupfer
[1]
Abbildung 8: Die Bandstruktur von Aluminium
[1]
10
Abbildung 9: Die Bandstruktur von Germanium
[1]
4.4 Die effektive Masse
Um nun einzelne Elektronen oder Löcher in Festkörpern beschreiben zu können, verwendet man
das Konzept der effektiven Masse, die berücksichtigt, dass sich Elektronen im Kristall und nicht
im Vakuum bewegen. Man kann die Teilchen dann näherungsweise mit den Newtonschen Glei-
chungen behandeln. Die effektive Masse ist definiert durch
1m∗
=1h̄2
∂2E ~(k)∂k2
(17)
Dies bedeutet, dass der Kehrwert der effektiven Masse gerade durch die Krümmung des E ~(k)-
Verlaufs gegeben ist: eine starke Krümmung bedeutet eine kleine effektive Masse und umgekehrt
(siehe Abbildung 10). Wird die Krümmung negativ, so spricht man nicht von negativer Masse
sondern von einem Loch.
4.5 Auswahlregeln
Wie in der Atom- und Molekülphysik gibt es auch für optische Übergänge in Festkörpern Aus-
wahlregeln. Die k-Auswahlregel ist wesentlich für das Verständnis optischer Übergänge. Sie sagt
aus, dass elektrische Dipolübergänge nur bei Erhaltung des Ausbreitungsvektors ~k möglich sind.
Aus diesem Grund sind Übergänge innerhalb eines Bandes (Intrabandübergänge) ohne Phono-
11
Abbildung 10: Schematische Darstellung der effektiven Masse
[1]
nenbeteiligung verboten. Erlaubt sind also die Band-Band-Übergänge, die zu starker optischer
Absorption führen. Hierbei handelt es sich um direkte Übergänge, die von einem besetzen Zu-
stand zu einem freien Zustand ablaufen, also meist vom Valenzband zum Leitungsband. Es kön-
nen aber auch indirekte Übergänge mit der Hilfe von Phononen ablaufen, die für die Energie- und
Impulserhaltung sorgen (siehe Abbildung 11). Die statistische Wahrscheinlichkeit eines direkten
Übergangs ist daher größer als die eines indirekten. Direkte wie indirekte strahlende Übergänge
können in "beiden Richtungen", also mit Absorption oder Emission von Photonen ablaufen, d.h.
Elektronen-Loch-Paare erzeugen oder umgekehrt diese rekombinieren lassen.
Abbildung 11: Direkter und indirekter Halbleiter schematisch
[2]
12
Abbildung 12: Photolumineszenzspektrum von GaAsN bei 8 Kelvin
4.6 Photolumineszenz
Die meisten Halbleiter haben Bandlücken mit Energien in dem Bereich von 0 bis 6 eV, so dass
Photonen ausreichender Energie Elektronen aus den gefüllten Valenzbänder über die Bandlücke in
die höheren leeren Leitungsbänder anregen können. Daher enthalten die optischen Spektren von
Halbleitern viele Informationen über ihre elektronische Struktur. Außerdem können die Photonen
oft mit Phononen oder Elektronen an Störstellen wechselwirken, was wiederum im Spektrum ent-
halten ist. All diese optischen Eigenschaften sind Grundlage der Anwendungen der Optoelektronik
(Leuchtdiode, Halbleiterlaser, Solarzelle). Wird eine Kristalloberfläche mit Licht bestrahlt, so wird
ein Teil des Lichts reflektiert und der andere transmittiert. Der transmittierte Teil wiederum wird
getreut oder absorbiert. Wird jetzt absorbiertes Licht nicht in Wärme umgewandelt, sondern mit
anderer Frequenz reemittiert, so spricht man von Photolumineszenz, wobei die Wellenlänge des
emittierten Lichts der Energie der Bandlücke entspricht. Die Abbildung 12 zeigt ein Photolumines-
zenzspektrum von Galliumarsenidnitrid aufgenommen bei 8 K. Der Absorptionspeak von GaAsN
liegt bei 1.05 eV, der Peak von GaAs ist von 2. Ordnung und entspricht daher einer Bandlücke
von 1.48 eV. Man sieht hieran, dass durch den Einbau von Stickstoffatomen in Galliumarsenid die
Bandlücke verkleinert wurde, was zu einer Rotverschiebung des Absorptionsspektrums führt.
5 Exzitonen
Wie beschrieben können Elektronen-Loch-Paare im Halbleiter dadurch entstehen, dass eine ein-
fallende elektromagnetische Welle ein Elektron aus dem Valenzband in ein leeres Leitungsband
13
anregt durch optische Absorption. Will man nun die Wechselwirkung des Elektrons im Leitungs-
band mit den restlichen Elektronen im Valenzband diskutieren, so beschreibt das fehlende Elek-
tron im Valenzband als Loch und betrachtet das Elektronen-Loch-Paar. Da sich Loch und Elektron
durch die Coulomb-Wechselwirkung anziehen, kommt es zu einer Korrelation ihrer Bewegung.
Diese korrelierten Elektronen-Loch-Paare nennt man Exzitonen. Man betrachtet Exzitonen in
zwei Grenzfällen: dem stark gebundenen und schwach gebundenen Zustand.
5.1 Frenkel-Exzitonen
In ionischen Kristallen sind Elektron und Loch stark aneinander gebunden, so dass ihr Abstand
zueinander in der Größenordnung einer Einheitszelle liegt. Diese Exzitonen sind daher lokalisert
und heißen Frenkel-Exzitonen.
5.2 Mott-Wannier-Exzitonen
In den meisten Halbleitern wird die Coulomb-Anziehung durch die große Dielektrizitätskonstante
abgeschwächt, was dazu führt, dass Loch und Elektron nur schwach aneinander gebunden sind.
Der Abstand zwischen Loch Elektron ist viel größer als die Gitterkonstante. Man nennt diese
Exzitonen Mott-Wannier-Exzitonen. Man kann Mott-Wannier-Exzitonen mit Hilfe der effektiven
Masse beschreiben und die Schwerpunktsbewegung sowie die relative Bewegung der beiden Teil-
chen um den Schwerpunkt betrachten. Der Schwerpunkt bewegt sich dann wie ein freies Teilchen
der Masse M = me + mh , wobei me und mh die effektiven Massen von Elektron und Loch
bezeichnen. Die relative Bewegung von Elektron und Loch ist der Bewegung von Elektron und
Proton im Wasserstoffatom ähnlich: es gibt quantisierte gebundene Zustände (Hauptquantenzahl
n = 1, 2, 3.... und Bahndrehimpulsquantenzahl l = 0, h̄, 2h̄) sowie kontinuierliche Zustände. In
den kontinuierlichen Zuständen werden die Exzitonen ionisiert in freie Elektronen und Löcher,
jedoch beeinflussen sich ihre Wellenfunktion noch durch die Coulomb-Wechselwirkung.
5.3 Die Ein-Teilchen/Zwei-Teilchen-Darstellung von Exzitonen
Man kann ein Exziton darstellen mit einer Bandstruktur, in der ein Elektron aus dem Valenzband
einen Übergang ins Leitungsband gemacht hat und nun an das zurückgelassene Loch gebunden ist.
Da es sich bei Exzitonen aber um einen Zwei-Teilchen Zustand handelt, kann man es nicht korrekt
mit Ein-Elektron-Energiezuständen beschreiben und wählt daher die Zwei-Teilchen-Darstellung.
Im Folgenden werden nun die Ein-Teilchen-(in den Abbildungen links) und die Zwei-Teilchen-
Darstellungen (in den Abbildungen rechts) verglichen.
14
Abbildung 13: Der Grundzustand des Halbleiters
[3]
5.3.1 Der Grundzustand
Der Grundzustand des Halbleiters wird in der Ein-Teilchen-Darstellung durch ein gefülltes Va-
lenzband und ein leeres Leitungsband charakterisiert. Das Exziton existiert noch nicht. Daher
entspricht dies im Zwei-Teilchen-Bild dem Ursprung (siehe Abbildung 13).
5.3.2 Der angeregte Zustand
In der Ein-Teilchen-Darstellung entspricht dem angeregten Zustand ein aus dem Valenzband ins
Leitungsband angeregten Elektron, das ein Loch zurückgelassen hat. Im Zwei-Teilchen-Modell ist
dies ein Elektron-Loch-Paar, wobei die Energien und die Wellenvektoren von Elektron und Loch
addiert werden (siehe Abbildung 14).
Abbildung 14: Der angeregte Zustand des Halbleiters
[3]
15
5.3.3 Der korrelierte Zustand
Wenn sich nun durch die Coulomb-Wechselwirkung die Wellenfunktionen von Loch und Elektron
überlappen, so wird ihre Bewegung korreliert. Der Wellenvektor ist dann gegeben durch ~K = ~ke+~kh. Da das Potential für die Schwerpunktsbewegung des Exzitons translationsinvariant ist, ist ~K
eine gute Quantenzahl und die kinetische Energie des Exzitons ist gegeben durch E = h̄2K2
2M . Die
exzitonischen Zustände können in der Zwei-Teilchen-Darstellung also durch Parabeln dargestellt
werden (siehe Abbildung 15).
Abbildung 15: Der korrelierte Zustand des Exzitons
[3]
5.3.4 Die optische Absorption
Bei der optischen Absorption im Ein-Teilchen-Bild wird durch ein einfallendes Photon ein Elek-
tron aus dem gefüllten Valenzband in das leere Leitungsband angehoben. Im Zwei-Teilchen-Bild
muss berücksichtigt werden, dass nur der Wellenvektor des Schwerpunkts des Exzitons, nicht aber
die einzelnen Wellenvektoren des Elektrons und des Lochs erhalten sind. Wie bereits in Abschnitt
4.1 beschrieben, müssen Energie- und Impulserhaltung für optische Übergänge gelten, so dass sich
die Dispersionskurven von Photon und Exziton schneiden müssen (siehe Abbildung 16).
5.4 Gebundene Exzitonen an Störstellen
In einem reinen Halbleiter würde man bei sehr tiefen Temperaturen durch optische Absorption
Elektronen-Loch-Paare anregen, die dann Exzitonen bilden, so dass im Emissionsspektrum die-
ses Halbleiters überwiegend die strahlende Rekombination der Exzitonen zu sehen wäre (in Form
eines ”Freien-Exzitonen-Peaks”). Sind nun aber im Halbleiter Störstellen durch Dotierung von
16
Abbildung 16: Die optische Absorption in Halbleitern
[3]
Donatoren und Akzeptoren oder einfach Unreinheiten vorhanden, so werden die angeregten Ex-
zitonen von diesen Störstellen durch die Van-der-Waals Kraft angezogen und gebunden, weil
dadurch die Energie des Exzitons verringert wird. Des Weiteren werden Störstellen verwendet,
um an indirekten Übergängen (siehe Abschnitt 4.5) den benötigten Phononenimpuls zu liefern
und damit die Übergangswahrscheinlichtkeit zu erhöhen.
5.5 Donator-Akzeptor-Paar-Übergänge
Wenn in einem Halbleiter Donatoren und Akzeptoren vorliegen, so gleichen sich ihre Ladungen
aus, indem der Akzeptor ein Elektron des Donators einfängt. Man erhält ionisierte Donatoren
(D+) und Akzeptoren (A−). Werden dann durch optische Absorption Elektronen und Löcher in
den entsprechenden Bändern angeregt, gleichen diese wiederum die ionisierten Donatoren und
Akzeptoren aus: (D0) und (A0). Bei der Rückkehr in den Gleichgewichtszustand rekombinieren
Elektronen der Donatoren mit Löchern der Akzeptoren strahlend, was Donator-Akzeptor-Paar-
Übergang genannt wird. Man kann Donatoren und Akzeptoren als Exzitonen auffassen, wobei
einer der beiden Teilchen eine unendliche effektive Masse besitzt. Dadurch ist das Exziton lokali-
siert und die Übergangswahrscheinlichkeit groß.
6 Zusammenfassung
Zusammenfassend kann man sagen, dass man im Rahmen der Ein-Elektronennäherung und dem
Energiebändermodell viele Prozesse in Festkörpern verstehen kann. Optische Übergänge in Fest-
körpern spielen eine zentrale Rolle in der Halbleitertechnik. Zum einen werden die direkten Band-
Band-Übergänge in Halbleitern, zum anderen aber auch indirekte Übergänge mit Störstellen für
17
die verschiedensten technischen Anwendungen genutzt.
Literatur
[1] Ibach/Lüth (1988): Festkörperphysik, 2. Auflage, Springer-Verlag, Berlin Heidelberg
[2] Ch.Kittel (2006): Einführung in die Festkörperphysik, 14. Auflage, Oldenbourg Wissen-
schaftsverlag, München
[3] Yu/Cardona (1999): Fundamentals of Semiconductors, 2. Auflage, Springer-Verlag, Berlin
Heidelberg
[4] M.Marder (2000): Condensed Matter Physics, 1. Auflage, United States of America
18
