Диссертация (1097819), страница 16

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 16)

Понижение температуры приводит к сдвигу края поглощения вкоротковолновую сторону. В спектрах пропускания, при низких температурахи в области малых коэффициентов поглощения, в поляризациях ⊥ и ‖ проявляются особенности, характерные для непрямых переходов в экситоннуюзону с эмиссией фононов [66, 107]. Эти особенности наглядно видны в спектрах2 2 ,которые на рис.

2.13 обозначены 1 − 4. Энергетическое положение мак-симумов 1 − 4 практически совпадают в обеих поляризациях. Пороговое значение бесфононного непрямого перехода в экситонную зону равно 1 − ,где энергия фонона участвующего в непрямых переходах. Исследованиями Рамановского рассеяния кристаллов 2 при температуре 77 K выявленыфононы с минимальными энергиями: 5.4 мэв (43.5 см−1 ), 9.5 мэв (77 см−1 ),9.72 мэв (78.4 см−1 ), 9.97 мэВ (80.4 см−1 ) [75, 76, 108]. Непрямые переходы сучастием фононов начинаются с участием низкоэнергетического оптическогофонона с энергией 5.4 мэв (43.5 см−1 ). В этом случае непрямой энергетическийинтервал в экситонную зону равен 1(2.1600 эВ) — (5.4 мэв) = 2.1547 эВ.Пороговые значения бесфононных непрямых переходов в экситонную зону в поляризациях ⊥ и ‖ совпадают и равны 2.1547 эВ (1.5).93В области энергий больших энергий непрямого перехода (2.1534 эВ) наблюдаются прямые переходы.

Спектральные характеристики краевого поглощенияв поляризациях ‖ и ⊥ не совпадают при всех температурах (рис. 2.14).В интервале значений коэффициента поглощения 200 ÷ 400 см−1 кривые краяпоглощения пересекаются при длине волны 0 . В области высоких коэффициентов поглощения для поляризации ⊥ край поглощения сдвинут в областьменьших энергий по сравнению с краем поглощения для ‖ . Резкий росткоэффициента поглощения в этой области обусловлен прямыми разрешенными переходами. Расчетные величины коэффициента поглощения согласуются сэкспериментальными данными при следующих параметрах: для поляризации ⊥ (2 K) = 2.2727 эВ и * = 3.04 · 10−4 эВ1/2 /см и для поляризации ‖ (2 K) = 2.3078 эВ и * = 2.8 · 104 эВ1/2 /см, где22 (2* )−3/2=| |2 .220 ℎ (2.10)Из полученных результатоввидно, что кривые поглощенияв области прямых разрешенныхпереходов при 2 K для поляризаций ‖ и ⊥ сдвинуты на 35.1 мэВ, т.е.

прямыеминимальные переходы происходят из двух валентных зон.Эти переходы разрешены праРисунок 2.14: Спектры поглощения кристалловтолщиной7.32мкм в поляризованном свете.вилами отбора в разных поляризациях. Повышение темпера-туры от 2 до 4.2 К приводит к смещению кривых поглощения в длинноволновую область. Температурный коэффициент смещенияΔΔэнергетических ин-тервалов, обусловленных прямыми разрешенными переходами при изменениитемпературы от 2 до 4.2 К, равен 10.6 мэВ/К в поляризации ‖ и 3.2 мэВ/Кв поляризации ⊥ .

Разные коэффициенты температурного смещения краевого поглощения для поляризаций ‖ и ⊥ свидетельствуют, что прямые94переходы происходят из двух зон 1 и 2 . Из полученных экспериментальныхрезультатов следует, что минимальная ширина запрещенной зоны обусловлена непрямыми переходами. Согласно расчетам структуры энергетических зонв кристаллах 2 максимум валентной зоны локализован в точке зоныБриллюэна [109–111]. Следовательно, непрямые переходы происходят междуэкстремумами Γ − ( − Γ) в поляризациях ‖ и ⊥ и являются неполяризованными в силу того, что правилами отбора непрямые переходы Γ − с участием фононов разрешены в обеих поляризациях [106].

Прямые переходыпроисходят без участия фононов и они поляризованы.В центре зоны Бриллюэна, без учета спин —орбитального взаимодействия (СО), имеют местоследующие законы дисперсии: (,) = 2 +⊥2 + + ⊥ = Δ1 ; (⊥2 = 2 + 2 , ⊥ = + ), а с учетом СО - взаимодействия: (,) =√︀Δ1 + ( + ) ± 2 2 [66]. Законы дисперсии приведены в тех значениях волнового вектоРисунок 2.15: Фрагмент зоннойструктуры кристаллов2вобласти минимума межзонногопромежутка.ра, где согласно теоретическим расчетам наблюдаются экстремумы и зон, т.е.

в = 0. Симметрия зон установлена согласно правилам отборадля прямых электронных переходов в точке Γ [75]. В поляризации ⊥ правилами отбора разрешены переходы симметрий Γ1,2,3,4 → Γ5 , Γ5 → Γ1 +Γ2 +Γ3 +Γ4и с учетом спин - орбитального взаимодействия разрешены переходы симметрии()()()Γ1,2 → Γ1 + Γ2 . Минимальный прямой энергетический интервал (2.2727 эВ)наблюдается в поляризации ⊥ , следовательно обусловлен переходамиΓ1 → Γ1 или Γ2 → Γ2 .

В поляризации ‖ правилами отбора разрешены пе()()реходы между зонами с симметрией Γ1,2,3,4 → Γ2,1,4,3 , Γ5 → Γ5 и Γ1,2 → Γ1,2 . Вовсех моделях рассчитанных зон минимум зоны проводимости имеет симметриюΓ1 . Следовательно верхняя валентная зона 1 в точке Γ обладает симметриейΓ1 , а зона 2 — симметрией Γ2 . Самая верхняя валентная зона 1 в точке имеет симметрию 1 . Непрямые переходы из зоны 1 (1 ) в зону Γ1 (1 ) разрешеныв обеих поляризациях (рис.

2.15).95Рисунок 2.16: Спектры краевого поглощения (А), интерференции пропускания кристалловполяризациях ‖ , ‖ и‖при температуре3002 (48 )вK (В) и спектры поглощения и их производная вобласти высоких коэффициентов поглощения при температуре9К (С).На рис. 2.16 представлены спектры краевого поглощения и интерференциипропускания кристаллов 2 (48 ) толщиной 470±2 мкм в поляризациях ‖ , ‖ и ‖ при температуре 300 K. Спектры пропускания в поляризации ‖ для наглядности интерференционной картины растянут по шкале длинволн. Спектральные зависимости коэффициента поглощения в поляризациях ‖ и ‖ пересекаются в интервале длин волн 610 ÷ 620 нм. Одновременно следует отметить, что для поляризации ‖ пропускание кристалловнесколько больше, чем для других поляризаций.В области высоких коэффициентов поглощения краевое поглощение поляризовано и обусловлено прямыми разрешенными переходами.

Энергетическийинтервал в поляризации ⊥ равен 2.403 эВ, а в поляризации ‖ —2.445 эВ (рис. 2.16 (С)). Величина расщепления зон при 9 К равна 42 мэВ (1.6).Cпектры пропускания кристаллов 2 (48 ) в поляризациях ‖ и ‖ для нелегированных образцов (1 ) в области 560 ÷ 1800 нм при комнатной температуре представлены на рис. 2.17 (А). Кристаллы имели примерно одинаковые толщины ( = 245 ± 5 мкм) и естественные сколотые поверхности. Внелегированных кристаллах (1 ) и легированных сурьмой 1%(2 ) и 1.5%(3 ) величина коэффициента пропускания для поляризации ‖ несколько большечем в поляризации ‖ (рис.

2.16 (А)). Спектры отражения для этих образцов в области начала краевого поглощения представлены на рис. 2.17 (В). В962 (48 ) в поляризации ‖ и ‖ для1%(2 ) и 1.5%(3 ), В — спектры отражения этихРисунок 2.17: A — Спектры пропускания кристалловнелегированных образцов (1 ) и легированных сурьмойжеобразцов в области начала краевого поглощения.спектрах отражения наглядно заметно, что рост коэффициента отражения длянелегированных образцов (1 ) начинается при более коротких длинах волн.

Изспектров отражения методом Крамерса — Кронига рассчитаны спектральныезависимости показателей преломления для поляризаций ‖ , ‖ и ‖ .Кривые показателей преломлениядля нелегированных кристаллов (1 )в поляризациях ‖ , ‖ , ‖ , ‖ и ‖ изменяются с длиной волны практически синхронно(рис.

2.17 (А)). По мере увеличениядлины волны, показатели преломления для всех поляризаций растут, аспектральные зависимости для ‖Рисунок 2.18: Спектральные зависимости показателейпреломления кристаллов2 (48 )., ‖ , ‖ , ‖ пересекаются вобласти длин волн 600 ÷ 615 нм (рис. 2.18).Согласно расчетам структуры энергетических зон в кристаллах 2 максимум валентной зоны локализован в точке зоны Бриллюэна [110, 111]. Изтеоретических расчетов и экспериментальных данных выполненных в последние годы максимум валентной зоны локализован в центре зоны Бриллюэна[91, 112, 113]. Следовательно, непрямые переходы в поляризациях ‖ и ⊥ происходят между экстремумами −Γ или Γ− .

Непрямые переходы являют-97ся неполяризованными в силу того, что правилами отбора непрямые переходыΓ − с участием фононов разрешены в обеих поляризациях. Прямые переходыпроисходят без участия фононов, и они поляризованы [3, 4, 112].В центре зоны Бриллюэна без учета спин — орбитального взаимодействияимеют место следующие законы дисперсии: (,) = 2 + ⊥2 + + ⊥ =Δ1 ; (⊥2 = 2 + 2 , ⊥ = + ), а с учетом СО — взаимодействия:√︀(,) = Δ1 + ( + ) ± 2 2 . Законы дисперсии приведены в тех значениях волнового вектора, где согласно теоретическим расчетам наблюдаютсяэкстремумы и зон, т.е.

Характеристики

Список файлов диссертации