Диссертация (Оптоэлектронные свойства бирефрактивных кристаллов A2B5 и приборов на их основе), страница 8

В теоретических расчетахструктуры энергетических зон мини-мум зоны проводимости определяется симметрией Γ1 . Следовательно, электронные переходы 1* , ∞ из валентной зоны 1 с симметрией Γ2 происходят в зонупроводимости 1 с симметрией Γ1 . Валентные зоны 2 , 3 и 4 обладают соответственно симметрий Γ4 , Γ4 и Γ2 .44Изложенные выше экспериментальные данные по спектрам отражения и поглощения говорят о том, что экситонные спектры отражения в поляризации ‖ ( — экситон) и спектры пропускания в поляризации ⊥ ( — экситон) представляют единую серию ортоэкситона, отщепленного обменным взаимодействием. Таким образом экситонные спектры обнаруженные в отражениии поглощении происходят от одной и той же пары электронной и дырочной−−зон, представляют собой — состояния Γ−2 () синглетного и 2Γ1 () + Γ2 ()триплетного экситонов соответственно [21, 27].

Это подтверждено измерениями спектров пропускания при 300 K (рис. 1.20), в которых в длинноволновойобласти присутствует только один переход 1* из зоны 1 в зону 1 . На основании результатов данной работы и результатов опубликованных в [21, 33, 34],экситонная постоянная Ридберга для каждой серии линий поглощения оказывается различной (табл. 1.2) и все серии, с возрастанием главного квантовогочисла , сходятся практически к одному пределу = (1.6026±0.0002) эВ. Этопозволяет полагать, что серии , и - экситонные состояния, образованныеиз волновых функций одной и той же пары электронных зон.Благодаря низкой симметрии кристаллической решетки класса 2/ (2ℎ ) орбитальное вырождение экситонных состояний снято анизотропным кристаллическим полем, а серии линий экситонного поглощения проявляются при различных направлениях волнового вектора и состояниях поляризации излучения.Это отмечалось практически во всех работах [19, 21, 22, 27–29, 33, 34].Для экситонной серии постоянная Ридберга = 0.0359 эВ, для — серии = 0.0446 эВ и для — серии = 0.0378 эВ.

Для этих серий различаютсятакже и величины фоновой диэлектрической постоянной . Для поляризацийи ориентаций волнового вектора света ‖ ( ‖ ), ‖ ( ‖ ) и ‖ ( ‖ )фоновая диэлектрическая постоянная равна 9.0, 8.16 и 7.6 соответственно.Такое соотношение диэлектрических постоянных, как при 300 K, сохраняетсяи при 2 K (рис. 1.19). В соответствии с полученными результатами для ‖ и ⊥(рис. 1.18), разность между ‖ и ⊥ увеличивается при приближении частотызондирующего излучения к резонансной частоте экситона.

Используя эти значения и величины постоянной Ридберга R, рассчитаны приведенные эффек-45тивные массы. Для экситонной серии в поляризации ‖ ( ‖ ) * = 0.21·0 ,для поляризации ‖ ( ‖ ) ( — экситон) * = 0.397 · 0 при = 8.16 и вполяризации ‖ ( ‖ ) ( — экситон) * = 0.16 · 0 при = 7.6. Учитываязначение приведенной эффективной массы (* = 0.21·0 ) и принимая значениетрансляционной массы экситона = 4.5 · 0 для поляризации ‖ , ‖ оценена эффективная масса электронов * = 0.23 · 0 , а эффективная массадырок * 1 = 4.27 · 0 . При температуре 300 K масса (рис.

1.17) стремится кзначению 20 , следовательно эффективная масса дырок * 1 = 1.77 · 0 . Какотмечено выше, все экситонные серии сформированы одной парой зон (1 −1 ).Анизотропия эффективной массы электронов мала или отсутствует, следовательно разные энергии связи экситонов ( ) для экситонных серий , и обусловлены различной эффективной массой дырок. Для поляризации ‖ , ‖ и ‖ , ‖ * 1 = (4.27 − 4.25) · 0 . Для поляризации ⊥ , ‖ * 1 = 0.55 · 0 .

Как видно эффективные массы почти на порядок различаетсяв зависимости от направления волнового вектора . Такая же анизотропия эффективных масс наблюдается в кристаллах (‖ = 3.71·0 , ⊥ = 0.255·0и ‖ = 3.51 · 0 , ⊥ = 0.24 · 0 ) [13].Выводы: Экспериментально исследованы экситонные состояния в кристал5). По спектрам отражения в поляризации ‖ , ‖ при разлах 2 (2ℎличных температурах и расчетам по одноосциляторной и много осциляторноймоделям дисперсионных соотношений определены: фоновая диэлектрическаяпостоянная , фактор затухания , энергия поперечного экситона , величина продольно — поперечного экситона Δ , приведенная * и трансляционная эффективные массы для С — экситонов Γ−2 ().

На основе соотношений Крамерса — Кронига по экспериментально полученным спектрам отражения рассчитаны оптические функции , , 1 и 2 для — экситонной серии. Расчетыспектров отражения для поляризаций ‖ , ‖ и ⊥ , ‖ выявили анизотропию диэлектрической постоянной и показали, что в поляризации ‖ , ‖ больше, чем в поляризации ⊥ , ‖ , как при 300 K, так и при2 K.

Повышение температуры приводит к увеличению фактора затухания ипонижению продольно — поперечного расщепления Δ экситона Γ−2 (), и46трансляционной массы экситона М. Используя значения для разных поляризаций и величины постоянной Ридберга R, рассчитаны приведенные эффективные массы экситона. Для экситона Γ−2 () экситонной серии в поляризации ‖ и ‖ * = 0.21 · 0 . Учитывая значение приведенной эффективной массы (* = 0.21 · 0 ) и значение трансляционной массы экситона = 4.5 · 0 для — экситонов получены оценочные величины эффективных масс электронов* = 0.23 · 0 и дырок * 1 = 4.27 · 0 . Из измеренных спектров пропускания в поляризации ‖ и ‖ определены параметры * = 0.218 · 0 при = 8.16.

Эффективная масса дырок при данной ориентации волнового вектора 1 = 4.25 · 0 , т.е. практически совпадает с массой для поляризации ‖ и ‖ . При ориентации волнового вектора вдоль оси в ( ‖ ) для - экситоннойсерии и * = 0.162 · 0 при = 7.6, масса дырок * 1 = 0.55 · 0 . Отличияв энергии связи для всех экситонных серий обусловлены различной эффективной массой дырок в соответствующих направлениях волнового вектора.Эффективные массы дырок почти на порядок различается в зависимости отнаправления волнового вектора .Из исследований спектров пропускания и 2 / 2 тонких кристаллов 2при 300 K и 77 K для поляризаций ‖ и ⊥ в коротковолновой области экситонных серий определены энергии межзонных интервалов обусловленных электронными прямыми переходами в точке Γ из зон 1 , 2 и 3 в зону1 .

Определены энергетические интервалы между зонами 1 − 2 = 92 мэВ и2 − 3 = 143.6 мэВ, которые расщеплены из — за спин-орбитального взаимодействия и кристаллического поля.1.35Влияние электрического поля на экситоны в 2 (2ℎ).Полупроводниковые структуры с барьерами Шоттки [41], обладая рядомсвоеобразных физических свойств и имея важное значение для многочисленных практических применений, представляют собой также весьма интересныеобъекты для исследования влияния электрического поля на экситонные состояния кристаллов [42].

Возможность регулирования в барьерных структурах вшироких пределах напряженности электрического поля и достижения сильных47полей позволяет детально изучать поведение экситона под действием электрических полей вплоть до его полной диссоциации, когда напряженность полядостигает критических (ионизующих) значений [43, 44]. В настоящей работе вкачестве объектов исследования использовались структуры, полученные путемнанесения на поверхности кристаллов − 2 электронной и дырочной проводимости практически прозрачных токопроводящих пленок 2 ( ).Пленки наносились на противоположные плоскопараллельные грани монокристаллической пластинки 2 , параллельные оптической оси кристалла(дипольно — активный переход в нижайшее экситонное состояние = 1 разрешен в поляризации света ‖ [18]) и служили контактами, к которым прикладывалось внешнее электрическое напряжение . От одной из граней образца,покрытой , измерялись экситонные спектры зеркального отражения светав зависимости от напряжения (для поляризации ‖ в геометрии почтинормального падения).На рис.

1.22(А) представлены спектры отражения образца − 2 — типа проводимости (толщина слоя полупроводника 30 мкм) при температуре =77 K в области экситонного состояния = 1 для напряжений ,соответствующих увеличению наРисунок 1.22: Спектры экситонного отражения света от − − 2 ( = 77 K) в зависимости от при обратном смещении (a - эксперимент, в вольтах) и от напряженности приповерхностногоэлектрического поля (b - теория, в относительныхединицах = = , где — ионизующее поле): (A) = 0 (1), 70 (2), 110 (3), 160 (4), 180 (5), 190 (6), 200 (7),210 (8), 220 (9), 230 (10), 240 (11), 260 (12); (B) — = 0структурнапряжения(1), 0.12 (2), 0.17 (3), 0.20 (4), 0.23 (5), 0.26 (6), 0.29 (7),0.33 (8), 0.37 (9), 0.40 (10), 0.44 (11), 0.47 (12).пряженности электрического поляна поверхности кристалла, со стороны которой записывались спектры. По мере увеличения | | (кривые 1 ÷ 12) наблюдается заметный длинноволновый сдвиг конту-ра экситонного отражения света (КЭОС) сопровождающийся его постепеннымсглаживанием.