Диссертация (Оптоэлектронные свойства бирефрактивных кристаллов A2B5 и приборов на их основе), страница 6

Одновременноминимумы полос отмеченных и 0 раздвигаются по энергии и изменяется ихполуширина Δ (рис.1.12(В)). В области температур 100 ÷ 130 К происходитизменение градиента / , 0 / и полуширины Δ , что свидетельствует о разных температурных коэффициентах смещения зон ответственных за−экситонные линии Γ−2 () и Γ2 (). Количественные оценки интегрального по-глощения эВ·см−1 ) проведены для коэффициентов поглощения полученныхрасчетами Крамерса — Кронига из спектров отражения для состояний = 1,2 и 3 экситонов Γ−2 ().

Для линии = 1 интегральное поглощение равно0.104 эВ·см−1 , для линии = 2 = 0.02 эВ·см−1 и для возбужденного состояния = 3 параметр равен 0.001 эВ·см−1 . Эти количественные измеренияинтегрального коэффициента поглощения (в эВ·см−1 ) для экситонной серииΓ−2 () показали, что интегральное поглощение (ИП) для линий серий подчиняется зависимости ≈ −3 , характерной для экситонных огибающих функций — типа [22]. 2 / 2Для линии = 1 экситонов Γ−2 () интегральное поглощение при изменении температуры от 10 К до 230 К изменяется в пределах 1.44 ÷ 10 эВ·см−1(рис.1.12(С), табл.1.1).

В области температур 10 ÷ 43 К изменение происходитс большим градиентом, чем в области температур 40 ÷ 230 К. С повышениемтемпературы происходит увеличение площади под кривой, что свидетельствуетоб увеличении явления рассеяния носителей заряда на фононах, дефектах, примесях и др. центрах. Это явление хорошо известно для экситонного поглощения32Рисунок 1.13: Спектры отражения кристаллов2в поляризации‖в коротковолновой областиспектра.при низких температурах. Другое явление, обусловленное поляритонными эффектами и пространственной дисперсией, а именно, нарушение классическогосоотношения между площадью под кривой и силой осциллятора при низкихтемпературах (1 ÷ 4 К) в наших экспериментах не обнаружено. В наших экспериментах температура кристалла изменялась в интервале ≥ 10 К.В области энергий > 1.06 эВ выделяются два максимума малой интенсивности при энергии 1.068 эВ (С) и при энергии 1.101 эВ (D) (рис.1.13).

Контуры спектров отражения по рассчитанные по дисперсионным соотношениямдали следующие параметры: 0 = 1.068 эВ, = 0.74 мэВ, = 1.96 мэВ,0 = 1.101 эВ, = 1.03 мэВ и = 3.96 мэВ. Эти структуры обусловленыэкситонными переходами из расщепленных из-за спин-орбитального взаимодействия и кристаллического поля валентных зон в зону проводимости.Выводы: В кристаллах 2 определены параметры и экситонных серий поглощения, обусловленных синглетными экситонами симметрииΓ−2 () разрешенными в поляризации ‖ и ортоэкситонами с симметрией−2Γ−1 () + Γ2 () запрещенными в поляризации ⊥ . Определены спектраль−−ные зависимости показателя преломления для экситонов Γ−2 () и 2Γ1 ()+Γ2 ()из спектров отражения и спектров пропускания нанокристаллов 2 . Анализ спектральных зависимостей оптических констант и основных параметров33 и экситонных серий на кристаллах разных толщин и в широком интервале температур свидетельствуют, что они происходят от одной и той же пары— дырочной 1 и электронной 1 зон.

Оценены величины эффективных массэлектронов * = 0.10 · 0 и дырок *1 = 0.89 · 0 . Установлено, что при изменении температуры от 10 К до 230 К, при неизменной эффективной массеэлектронов * , эффективная масса дырок *1 уменьшается от 1.03 до 0.55 0 .Установлено, что интегральное поглощение (эВ·см−1 ) для состояний = 1,−32 и 3 экситонов Γ−2 () подчиняется зависимости ≈ , характерной дляогибающих экситонных функций — типа. Температурные зависимости интегрального поглощения основного состояния = 1 экситонов Γ−2 () и экситоновΓ−2 () различаются.В поляризации ⊥ выявлена дублетная ортоэкситонная серия с различными коэффициентами температурного смещения обусловленная экситоннымипереходами из зон 1 − 1 и 2 − 1 . Выявлено различие температурных коэф−фициентах смещения зон ответственных за экситонные линии Γ−2 () и Γ2 ().В коротковолновой области спектра отражения 2 обнаружены основныесостояния и экситонов сформированных электронными переходами междузонами 3 − 1 и 4 − 1 .1.2Экситоны в − 2 .5Моноклинный дифосфид цинка 2 (2ℎ) — прямозонный полупроводникнизкой симметрии, в котором возбуждается несколько водородоподобных экситонных серий, обусловленных как электрически-дипольными [19, 26, 27], так идипольно-запрещенными переходами [19, 27, 28].В поляризованных спектрах экситонных серий обнаруживаются линии возбужденных состояний вплоть до = 9 [19, 26–29].

Спектры экситонов в кри5сталлах 2 (2ℎ) характеризуются сильным экситон — фотонным эффек-том [19, 20, 27–30]. В кристаллах обнаружено резонансное рамановское рассеяние экситонных поляритонов в области продольно — поперечного расщепленияэкситонов [31–34]. Большое количество линий проявляется в спектрах поглощения, обусловленных ортоэкситонными состояниями [21–23].34Рисунок 1.14: А — Спектральная зависимость коэффициента отражения в поляризациикривая) и люминесценции (пунктирная кривая) кристалловB — спектры пропускания кристаллов52 (2ℎ)52 (2ℎ),‖(сплошнаяизмеренные при температурев поляризации ⊥ ( ‖ )при22K.K.На рис.

1.14(А) представлена спектральная зависимость коэффициента отражения для поляризации ‖ (сплошная кривая) и люминесценции (пунк5) при температуре 2 K. В спектрах обтирная кривая) кристаллов 2 (2ℎнаружены линии основного = 1 и возбужденных = 2, 3 и 4 состоянийэкситонов. Впервые эта экситонная серия обнаружена в работе [27] в поляризации ‖ при ⊥ .

Экситонная серия обладает большой силой осциллятораэкситонного перехода и обусловлена электрически — дипольными переходамисинглетного экситона ( — серия). Данные представленные в работах [19,26–29]подтверждены позднее исследованиями в различных исследовательских лабораториях [20,30–34] на кристаллах различного совершенства. В кристаллах сим5в поляризации ‖ разрешенными являются синглетные экситоныметрии 2ℎсимметрии Γ−2 () [21–23].В поляризации ⊥ при толщине кристаллической пластинки 1.2 мм проявляется серия узких линий, сходящихся в коротковолновую сторону (рис.

1.15).Всего удается наблюдать до 7 линий в серии, из которых линии под номерами3, 4 и 5 проявляются в виде дублетов (рис. 1.14(В)). Эта серия впервые рассматривалась нами в работе [27], где сообщалось, что длинноволновая линия 1*в поляризации ⊥ спектра пропускания значительно уже соответствующейполосы отражения в поляризации ‖ и сдвинута относительно нее в областьменьших энергий.35Эта линия связана с дипольно-запрещенным состоянием экситона = 1,которое отщепляется от дипольно — активного состояния под действием короткодействующего обменного взаимодействия, снимающего вырождение междусинглетными и триплетными состояниями экситона. Состояния = 3, = 4 и = 5 расщеплены соответственно на 0.5, 0.3 и 0.3 мэВ соответственно. Дублетные структуры линий 3, 4 и 5 можно рассматривать как результат снятияорбитального вырождения высших экситонных состояний под действием кристаллического поля.

Серия линий поглощения = 2 ÷ 7 в поляризации ⊥ хорошо укладывается в водородоподобную зависимость с энергией связи экситона = 46.2 мэВ и шириной запрещенной зоны ∞ = 1.6028 эВ [19, 27–29].Серия линий поглощения в поляризации ⊥ изучена на кристаллах различного качества в работах [21–23].

Результаты этих работ с большой точностьюподтверждают полученные ранее данные в работах [19, 27–29]. В поляризацииcвета ‖ ( ⊥ ) в спектрах поглощения для направлений волнового вектора излучения ‖ и ‖ наблюдается дипольно - запрещенная — серияортоэкситона [27–29].На рис. 1.14(А) показаны такжеспектры люминесценции в областиэкситонных состояний в кристаллах − 2 . В спектрах люминесценцииобнаруживаются ярко выраженныемаксимумы при частотах поперечного и продольных экситонов симметрии Γ−2 ().Благодаря низкой симметрии криРисунок 1.15: Спектры пропускания кристаллов52 (2ℎ)в поляризации ‖ , ‖ при2K.сталлической решетки кристаллов52 (2ℎ) орбитальное вырождениеэкситонных состояний снято анизотропным кристаллическим полем, а сериилиний экситонного поглощения проявляются при различных направлениях волнового вектора и состояниях поляризации излучения [19,21,27–29].

В таблице1.2 приведены экспериментально наблюдаемые энергии линий — спектра и36энергии, рассчитанные в водородоподобном приближении по членам серии с = 2 и 3 как для низкоэнергетических, так и высокоэнергетических компонент дублетов, а также их разность. В работе [21] отмечено, что при гелиевыхтемпературах коэффициент поглощения линии =1 в максимуме, а также ееинтегральное поглощение изменяются от кристалла к кристаллу, коэффициентпоглощения возрастает в более тонких образцах. На кристаллах толщиной = 0.038 мм достигает 685 см−1 в максимуме линии =1 экситонов.

На этомосновании авторами [32, 35, 36] сделан вывод о том, что — экситонная сериявызвана слабо разрешенными дипольными переходами. В работах [27, 35] отмечено, что — экситонная серия обусловлена, — состояниями триплетного экситона, отщепленного короткодействующим обменным взаимодействием.Считается, что дублетные линии для членов этой серии с > 3 возникают засчет смешивания огибающих волновых функций ортоэкситона в — состояниях симметрии Γ+1 с подходящей полносимметричной функцией из огибающих+функций 3Γ+1 + 2Γ2 в — состояниях.

При этом низкоэнергетические компо-ненты в дублетных линиях относят к — состояниям [32, 35, 36].По утверждению авторов [22] линии высокоэнергетических компонент дублетов, лучше подчиняется водородоподобной закономерности, чем серия из низкоэнергетических компонент. Это ими объяснено, в предположении, что длясостояний с ≥ 3 при ( − ) — расщеплении низкоэнергетическими являются — состояния, а высокоэнергетическими — — состояния.Для определения параметров экситонного состояния проведен расчет контура экситонных спектров отражения в области 1.550 − 1.570 эВ по одноосцилляторной и многоосцилляторной моделям [27, 37] (формулы (1.1) — (1.2)).На рис. 1.16(А) сопоставлены экспериментально измеренные спектры отражения и расчетные по дисперсионным соотношениям (1.1)-(1.3).