Диссертация (1097819), страница 18

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

Текст из файла (страница 18)

Этот максимум интерпретируется нами переходами намелкий уровень вблизи зоны проводимости с энергией активации 24.1 мэВ примесного происхождения. Минимумы 1 , 2 заметнее проявляются в поляризации ⊥ (кривая 1 ). В поляризации ‖ вместо минимумов проявляются максимумы, однако они имеют меньшую интенсивность (кривые 2 и 3 , рис. 2.24).Максимумы 1 , 2 и 3 вероятнее всего имеют примесную природу, так как внекоторых образцах они не обнаруживались.В поляризации ⊥ в спектрахпропускания в области 1 — 1.2 эВнаблюдается более слабое поглощение (рис. 2.24, кривая 1 ). При этомчетко выделяются максимумы при0.9649 эВ и при 1.0304 эВ. Этимаксимумы обусловлены прямымиразрешенными в поляризации ‖ переходами из валентной зоны в зону проводимости 1 .В кристаллах 2 толщиной2 ⊥ (толщина54 — 4 , 4.5 — 5 ).Рисунок 2.24: Спектры пропускания кристалловпри300K в поляризациикристаллов,мкм:78‖и— 1, 2, 3,54 мкм в поляризации ⊥ , кроме длинноволновых максимумов и , в коротковолновой области обнаруживается особенность при 1.1823 эВ, котораятакже обусловлена прямыми переходами в минимуме межзонного промежутка.Этот переход обнаружен ранее в экспериментальных результатах [16, 114] приэнергии 1.18 эВ.

На образцах толщиной 4.5 мкм в поляризации ‖ более четко выделяется максимум 3 и . Из спектров пропускания, представленные нарис. 2.24 (кривая 1 ) с помощью соотношений Крамерса — Кронига, рассчитаныоптические постоянные 1 , 2 , и в поляризации ⊥ .В спектральных характеристиках оптических постоянных наглядно выделяются особенности 1 , 2 , и , при этом как и следовало ожидать по теории103Рисунок 2.25: Оптические параметры, , 1и2расчитанные из спектров отражения по соотношениямКрамерса — Кронига для кристаллов2в поляризации ⊥ .максимумы 2 коррелируют с пиками коэффициента экстинкции , а особенности 1 коррелируют с особенностями показателя преломления (рис. 2.25).В кристаллах, в которых наблюдается интерференция Фабри — Перо, количественные измерения спектров пропускания (рис.

2.26) также позволяютопределить оптические функции. При этом, стандартная программа Крамерса— Кронига преобразует спектры интерференции в спектры показателя преломления и спектры коэффициента экстинкции (рис. 2.24). Особенности и дляобразцов толщиной 3.7 мкм проявляются в спектрах оптических констант и в по спектрам интерференции пропускания.

Особенностью интерференцииспектров пропускания, представленных на рис. 2.26, является то, что частые линии, модулированны более редкими полосами, которые обозначены 1 , 2 и т.д. Подобная модуляция в спектрах интерференции наблюдается в кристаллах,в которых имеет место двулучепреломление.В спектрах интерференции в поляризации ‖ в области энергий фотонов0.7 эВ амплитуда интерференции падает. Это связано с тем, что в этой поляризации имеется полоса поглощения 1 . В поляризации ⊥ эта полоса поглощения отсутствует и падения интенсивности интерференции в этой спектральнойобласти нет.

Амплитуда максимумов и минимумов в поляризации света ‖ ,по мере приближения к краю поглощения, уменьшается. На рис. 2.26 представлены спектры интерференции и расчитанные по соотношениям Крамерсаи Кронига показатели преломления и экстинкции .

Из расчетных спектровнаглядно видно, что при энергии 0.7 эВ имеется полоса поглощения. При этой104Рисунок 2.26: Анизотропия интерференции спектров пропускания в области краевого поглощениякристаллов2 толщиной 3.7 мкм и спектральная зависимость показателей преломления рассчитанные из спектров отражения по соотношениям Крамерса — Кронига.ипоглощенияРисунок 2.27: Интерференция спектров пропусканиякристаллов2 ( = 3.7мкм) и спектральнаязависимость показателей преломления и поглощения, рассчитанные по соотношениям Крамерса — Кронига.энгергии показатель поглощения имеет максимум 1 , а для коэффициента преломления имеет место аномальная дисперсия.В спектрах интерференции рассматриваемых кристаллов полоса 2 практически не обнаруживается. В спектральных зависимостях показателя преломления и поглощения, дифференцированных по энергии, выделяются полосы 1 ,2 , и т.д., разграниченные участками 1 , 2 (рис.

2.28). Эти полосы, как отмечалось выше, обусловлены интерференцией обыкновенных и необыкновенных световых волн, с показателями преломления и соответственно. Одновременно в этих спектрах также видны частые интерференционные полосы 1 , 2 , которые обусловлены интерференцией Фабри — Перо. Наличие узких интерференционных линий (1 , 2 , · · · ), модулированных широкими полосами 1 , 2 , · · · свидетельствует об интерференции между обыкновенными инеобыкновенными волнами в анизотропном кристалле.В экспериментальных спектрах отражения и расчетных спектрах мнимой 2и действительной части 1 диэлектрической проницаемости 2 , наблюдают-105ся особенности (рис. 2.25) и 2.26, которые обусловлены прямыми оптическимипереходами в актуальных точках структуры энергетических зон этих соединений.

Обнаруженные к настоящему моменту величины электронных переходовиз экспериментальных данных по спектрам отражения 1 и 2 могут быть интерпретированы в рамках теоретических расчетов зонной структуры кристаллов3 2 [115], а именно, в точках , Γ, и зоны Бриллюэна. При этом предполагается, что зонная структура 2 [116] отличается от зонной структуры3 2 только величинами межзонных энергетических интервалов, а генезисзон сохраняется.Соединение3 2кри-сталлизуется в тетрагональнойрешеткеспространственной12группой 4. Для кристаллов3 2 теоретические расчетызонной структуры выполнены вширокой области энергий междузонных переходов и во многихточках зоны Бриллюэна [115].Рисунок 2.28: Спектральные зависимости производных подлине волны показателей преломления и поглощения длякристаллов2 .При этом расчеты базировались на кристаллах структурыфлюорита.

Расчеты выполнены с использованием хорошо известных форм —факторов потенциалов атомов и . Известно, что зонные структуры кристаллов группы 2 с решеткой флюорита и 3 5 весьма сходны. Поэтомунеудивительно, что зоны гипотетических кристаллов группы 2 5 и 3 5также оказались подобными. Результаты расчетов зонной модели, хотя и носятобщий характер, они отражают главные особенности структуры энергетических зон. Эти теоретические представления должны быть уточнены на основеэкспериментально измеренных оптических спектров.

Главные особенностиоптических спектров позволяют уточнить характер электронных переходов вминимуме межзонного промежутка и в глубине полосы поглощения. По расчетам [115], самые верхние максимумы валентной зоны кристаллов типа 3 2106расположены в точке Γ. Нижняя валентная зона обусловлена — уровнямиатома , а следующие зоны — — уровнями атома , — уровнем атома и — уровнями атома соответственно. Верхняя валентная зона в точкеΓ, без учета спин — орбитального взаимодействия и анизотропии решетки,трехкратно вырождена.

В рассматриваемом приближении, бесспорно, толькоэкспериментальные результаты могут представить информацию о характере электронных переходов (прямые или непрямые) в минимуме межзонногопромежутка и более точно определить межзонные интервалы в = 0.Теоретические расчеты, выполненные для гипотетического кристалла соответствующей кристаллической структуры, дают основные закономерности о характере зон в этих кристаллах и дополнительные возможности в рассмотрениив интерпретации обнаруженных электронных переходов. Точность в определении энергетических интервалов зонной структуры из теории, а именно интервалов Γ15 − 1 , Γ15 − 1 и др., не столь высока. Поэтому энергетические интервалы в = 0 и характер электронных переходов (прямые, непрямые) уточненына основании экспериментальных результатов, полученных в данной работе и вработах [16,114].

Такой подход применен для всех изученных к настоящему времени кристаллов 3 5 , 2 6 , халькопиритов 1 3 26 и других более сложныхполупроводниковых соединений [117–120].Для интерпретации особенностей спектров отражения и диэлектрическойпроницаемости кристаллов 2 за основу взята теоретически рассчитаннаядиаграмма энергетических зон представленная в работе [115]. Нами проведеноувеличение фрагмента зонной диаграммы в минимуме межзонного промежуткас сохранением масштаба для всех точек зоны Бриллюэна. При этом предполагается, что при переходе от кристаллов 3 2 к кристаллам 2 , генезисзон сохраняется. В теоретически рассчитанной структуре энергетических зон3 2 [115] минимум межзонного промежутка формируется непрямыми переходами, т.к.

зоны 1 ниже зон Γ1 на 0.05 эВ. Теоретическая величина вкристаллах 3 2 получилась равной 1.65 эВ, а из эксперимента эта величина равна 0.3 эВ. Как видно теоретически полученные межзонные интервалызначительно отличаются от экспериментальных. Мы полагаем, что качественно107структура энергетических зон является правильной. В кристаллах 2 установлено, что минимум межзонного промежутка формируется прямыми разрешенными переходами [10, 116]. Как показано в работах [4, 16, 114] в области минимума межзонного промежутка обнаруживается прямая разрешенная серияэкситонных переходов ( = 1,2,3).

Следовательно, минимальный энергетический интервал наблюдается между зонами Γ15 − Γ1 , а не между Γ15 − 1 . В5реальном кристалле 2 в силу низкой кристаллической симметрии (2ℎ),зоны в = 0 расщеплены из — за кристаллического поля и спин — орбитального взаимодействия. Верхняя валентная зона Γ15 расщепляется кристаллическим полем на состояния Γ4 и Γ5 , нижняя зона проводимости Γ1 переходит всостояние Γ1 . Спин — орбитальное взаимодействие приводит к дальнейшемурасщеплению зон в = 0, зона Γ1 переходит в состояние Γ6 , а зоны Γ4 , Γ5 ,переходят в зоны Γ7 , Γ6 и Γ7 . Следовательно, структура энергетических зонв центе зоны Бриллюэна имеет вид представленный на рис.

2.29. При температуре 10 K в длинноволновой области в спектрах отражения обнаруживается экситонная серия Γ−2 () разрешенная в ‖ [121]. В поляризации ⊥ в спектрах поглощения обнаружена экситонная серия0обусловленная запре-−щенными экситонами 2Γ−1 + Γ2 [16]. Энергетическое положение зоны 2 и 3определено по положению максимумов в спектрах отражения и . Полагаем,что максимумы и обусловлены основными состояниями экситонных серийформирующихся между зонами 2 − 1 и 3 − 1 .Для вычисления спин — орбитального расщепления энергий состояний соединений атомов двух сортов, в уравнения, определяющие эту величину, вводятсякоэффициенты, характеризующие долю волновых функции каждого из атомовсоставляющих соединение [117–120].

Величина спин — орбитального расщепления может быть рассчитана по формуле:[︀]︀Δ = 1 Δ10 + 2 Δ20 ,(2.11)где Δ10 и Δ20 есть атомные спин — орбитальные расщепления и 1 , 2 характеризует относительную долю каждого из атомов соединения.

Характеристики

Список файлов диссертации