Автореферат (1104451), страница 4

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

Текст из файла (страница 4)

На рис. 5, б линией 2 показан расчётныйспектр пропускания, полученный по параметрам только оптических фононов. Различиемежду экспериментальным и расчётным спектрами пропускания указывает на вклад дополнительных механизмов дипольного поглощения. Расчётный спектр, в котором учтеныэти дополнительные механизмы, показан на рис. 5, б линией 3.Полученные в данной главе экспериментальные и модельные спектры пропусканияи отражения образцов ZnGeP2 служат необходимым и достаточным материалом для определения дисперсии его оптических и диэлектрических параметров, ответственной за поглощение ТГц-излучения в практически значимой области спектра.В Главе 3 изложены результаты дисперсионного анализа исходных экспериментальных спектральных исследований монокристалла ZnGeP2 в ТГц-ИК-диапазоне.

Получены и проанализированы спектры диэлектрического отклика, и выявлены основные механизмы, ответственные за формирование поглощения ТГц-излучения в образце. Исследовано влияние облучения кристалла ZnGeP2 электронами с энергией 4 МэВ и дозой1,8·1017 см-2 на поглощение электромагнитных волн ТГц-диапазона.В начале главы анализируется степень вклада проводимости в поглощение излучения кристаллом ZnGeP2 в ТГц-диапазоне. В работе [5] высказано предположение, что потери в кристалле вызваны проводимостью друдевского типа. И поэтому, возможно, ростпрозрачности образца при охлаждении обусловлен снижением статической проводимости16f, ТГц321, см-11007000,150,3310T = 300 K', Ом-1см-110101-1310-310-52110-7510Рис.

6. Спектры динамической проводимости необлучённого монокристалла ZnGeP2 в ориентации E∥c, гделиния 1 — вклад статической проводимости, линия 2 — фононный вклад в проводимость, линия 3 — суммарная проводимость, полученная моделированием спектров пропускания и отражения, крупные символы— калибровочные данные СБММ-измерений.вследствие изменения концентрации носителей в зоне проводимости кристалла ZnGeP2.Данное предположение проверено следующим образом. По известным параметрам оптических фононов был рассчитан спектр динамической проводимости в ТГц-области с учётом друдевского вклада 0 ~ 10-6 Ом-1·см-1 для необлучённого и 0 ~ 10-7–10-8 Ом-1·см-1 дляоблучённого образца.

На рис. 6 представлены спектры динамической проводимости необлучённого монокристалла ZnGeP2 в поляризации E∥c. Линией 1 показан вклад статической проводимости, линией 2 — вклад от фононных резонансов, линией 3 — суммарныйвклад всех механизмов поглощения излучения. Из рисунка видно, что фононный вклад вдинамическую проводимость превышает вклад статической проводимости на 2–4 порядка.Дополнительные механизмы поглощения увеличивают эту разницу ещё минимум на порядок.

Таким образом, показано, что друдевская составляющая проводимости не даёт заметного вклада в поглощение излучения в ТГц-диапазоне.Далее обсуждается как ведёт себя диэлектрический отклик кристалла при охлаждении и как на него влияет облучение электронами. На рис. 7 приведены температурные за17'12,011,5'~0,411,00,02" = 19 см-10,01 = 12 см-10,000100T, K200300Рис. 7. Температурные зависимости действительной и мнимой частей диэлектрической проницаемости монокристалла ZnGeP2 по данным субмиллиметровых измерений.

Закрашенные символы красного цвета —облучённый образец, незакрашенные символы чёрного цвета — необлучённый образец.18висимости действительной '(Т) и мнимой "(Т) частей диэлектрической проницаемостиоблучённого и необлучённого образцов ZnGeP2, полученные по формулам Френеля изэкспериментальных спектров пропускания в субмиллиметровой области. Видно, что величина ' образца после облучения уменьшается на ~0,4 во всём температурном диапазоне.При этом зависимости "(T) для обоих образцов совпадают в пределах точности эксперимента.

Это указывает на то, что снижение ' вызвано изменением вклада в диэлектрическую проницаемость на более высоких частотах [7], [8], которое не оказывает влияния напоглощение излучения в ТГц-диапазоне. При температурах выше 80–100K наблюдаетсярост действительной и мнимой частей диэлектрической проницаемости. Источником этого роста является температурно-зависимое дополнительное поглощение в ТГц-областичастот, присущее как облучённому, так и необлучённому образцу.0,150,33f, ТГц24, см-1800297 см0"10136 см-1-1102П10-22Ф101П-451Ф10100Рис. 8.

Спектры "() для температур 10 К (синие линии) и 300 К (чёрные линии) в ориентации Ec. Тонкими линиями 1Ф и 2Ф показан только фононный вклад, толстыми линиями 1П и 2П — полные спектры с учётом всех полос поглощения. Крупные символы — калибровочные данные СБММ-измерений. Треугольниками на частотах 97 и 136 см-1 отмечены полосы, для которых на рис. 9 построены температурные зависимости диэлектрического вклада.На рис.

8 представлены спектры диэлектрических потерь "() облученного кристалла ZnGeP2, рассчитанные по параметрам дисперсионного моделирования. Расчёт19спектров выполнен одновременно по данным пропускания и отражения в широком частотном диапазоне. При стандартном использовании модель гармонического осциллятораприводит к существенным погрешностям в определении потерь на частотах выше фононных резонансов. Это связано с сильной частотной зависимостью затухания, которая в модели Лоренца полагается константой.

Поэтому для описания полного спектра "(, T) былприменён нестандартный подход. В низкочастотной области использованы параметры лоренциана, удовлетворяющие описанию полос отражения и пропускания. Высокочастотнаячасть спектра моделировалась при уменьшении величин затухания фононов до совпадения экспериментального (точки) и модельного (линия) спектров пропускания, как это показано на вставке рис.

4. Для описания вклада фононов в ТГц-диапазоне использованогармоническое приближение, заданное моделью Лоренца (2), (3). Спектры "(), рассчитанные по параметрам фононных резонансов, показаны на рис. 8 линиями: 1Ф для 10 К и2Ф для 300 К. Реальные потери в кристалле при температурах 10 К и 300 К показаны линиями 1П и 2П, соответственно. Спектры при 10 К ограничены частотой ~450 см-1 ввидутого, что механизмы поглощения электромагнитного излучения детально исследовалисьна низкочастотном участке.

В области 10–20 см-1 крупными символами приведены калибровочные значения СБММ-измерений. Видно, что вклад дополнительных механизмов впоглощение ТГц-излучения превышает фононный более чем на порядок при 300 К и в 6–7раз при 10 К.Дополнительные полосы поглощения излучения в ТГц-диапазоне описаны наборомвзаимодействующих осцилляторов (4). При этом, в отличие от фононных резонансов, характеризующихся уменьшением затухания при охлаждении, происходит снижение их диэлектрических вкладов. Температурная зависимость диэлектрических вкладов для полоспоглощения в области частот 97 см-1 и 136 см-1 приведена на рис.

9. Уточняется, что температурная эволюция явно выражена на участке выше 80–100 К. Для более низких температур зависимость слабая и лежит в пределах экспериментальной погрешности. Из этогофакта наряду с характером зависимости "(T) (см. рис. 7) следует вывод, что охлаждениекристалла ниже 80–100 К не приводит к заметному снижению поглощения в нём. Линейное уменьшение диэлектрических вкладов i дополнительных механизмов поглощенияуказывает на двухфононные разностные переходы [17], [18]. В отличие от простых двухатомных ионных кристаллов, рассмотренных в этих работах, монокристалл ZnGeP2 имеетболее сложную структуру фононных ветвей в зоне Бриллюэна за счет того, что в базисесодержится две формульные единицы Z=2. Это приводит к росту плотности фононныхсостояний, дополнительным каналам многофононных переходов, что и формирует остаточное ТГц-поглощение при низких температурах [29].20j = 97 см-115, 10-32010j = 136 см-1500100T, K200300Рис.

9. Температурные зависимости модельных диэлектрических вкладов  полос ТГц-поглощения.В заключительной части главы обсуждается температурное поведение коэффициента поглощения кристалла ZnGeP2 в области генерации ТГц-излучения и влияние облучения электронами. Поглощение плоской электромагнитной волны в материале описывается законом Бугера — Ламберта — Бера:I  I 0 e  d ,(12)где d — толщина образца, —коэффициент поглощения. По полному набору дисперсионных параметров кристалла с учетом однофононного и многофононного поглощения,были рассчитаны спектры коэффициента поглощения () для 10 и 300 К (рис. 10). Дляоблучённого и необлучённого образца значения  совпадают в пределах погрешности.

Вобласти 10–35 см-1 крупными символами показана точные калибровочные значения, полученные из данных СБММ-измерений. Определено, что в области генерации как монохроматического, так и широкополосного ТГц-излучения коэффициент поглощения снижаетсяв 3 раза при охлаждении до 10 К. Сопоставление температурной эволюции спектра коэффициента поглощения () при охлаждении образца от 300 до 10 К с температурной зависимостью мнимой части диэлектрической проницаемости "() позволяет заключить, чтоэффективное снижение поглощения излучения ТГц-диапазона происходит при уменьшении температуры до величины 80–100 К. При дальнейшем охлаждении остаточное поглощение не изменяется.210,155100,33f, ТГц24ТГц-диапазон2, см-11031101300 K10 K10ТГц-диапазон-1510100, см-1800Рис.

Характеристики

Список файлов диссертации