Диссертация (1104452), страница 7
Текст из файла (страница 7)
На рис. 24 приведены спектры отражения R() монокристалла ZnGeP2 при комнатной температуре в диапазоне 30–500 см-1 для двух поляризаций:Eс, показанной на рис. 24, а, и Eс, показанной на рис. 24, б. Точками показаны данные,полученные в эксперименте. Сплошными линиями в диапазоне 100–500 см-1 показан расчёт спектра отражения по аддитивной модели осцилляторов Лоренца (18), (19) в приближении полубесконечного слоя. При ориентации вектора E линейно поляризованного излучения параллельно оси c кристалла зарегистрировано две полосы отражения в ИКспектре.
Для ориентации E⊥c выявлено четыре ИК-полосы. Причём максимальную величину коэффициента отражения дают пики, расположенные в интервале 250–450 см-1. Примоделировании спектров отражения моделями классических осцилляторов максимальноесогласие экспериментального и расчётного спектров достигнуто в области частот 250–450см-1, а для низких частот наблюдается существенное расхождение.52f, ТГц0360100200912153004005001,0а)R0,50,01,0б)R0,50,0-1, смРис. 24. Спектры отражения R() ZnGeP2 (точки — эксперимент, линии — модельныйрасчёт) в ориентации E∥c (а) и E⊥c (б), измеренные при комнатной температуре.53Можно предположить, что рост отражения на низкочастотном участке спектра связан с низкочастотным возбуждением в кристалле ZnGeP2, например плазмоном. С цельюинтерпретации предположения, является ли данное поведение экспериментальных данныхсвидетельством дипольного возбуждения, следует рассмотреть спектры пропускания Tr()монокристалла ZnGeP2, которые показаны на рис. 25.
В случае подтверждения в них данная полоса должна привести к появлению сильной линии поглощения. Для двух поляризаций — Eс (рис. 25, а) и Eс (рис. 25, б) — точками показаны экспериментальные данные при комнатной температуре, линиями — модельные спектры. В спектрах пропускания видно, что образец прозрачный, полос поглощения, связанных с возможным присутствием механизмов поглощения излучения на низкой частоте, не наблюдается. Следуетрассмотреть альтернативные варианты такого поведения коэффициента отражения. Вспектрах пропускания в диапазоне 40–120 см-1 для поляризации Eс и в диапазоне 40–140см-1 для поляризации Eс присутствует выраженная интерференция, которая свидетельствует о высокой прозрачности образца и выполнении условия Фабри — Перо.
Такая же интерференция должна реализовываться в спектрах отражения, а её нет. Отсюда следует вывод, что данный рост отражения связан с методикой измерения, характеризующейся в общем плане теоремой Котельникова [93], а в частности тем, что при данной конфигурацииработы спектрометра выборка при оцифровке интерферограммы не даёт достаточного количества точек для правильного построения спектра отражения.
Это приводит к тому, чтоточки в экспериментальном спектре после Фурье-преобразования представляют собой усреднённую огибающую интерференционной картины. На основании данного вывода и сучётом экспериментальных спектров пропускания на рис. 24 пунктирной линией на частотах ниже 150 см-1 были достроены спектры отражения в пределе полубесконечного слоя.Таким образом, такое поведение спектров отражения в данном интервале частот являетсядостоверным.В экспериментальных спектрах пропускания на рис.
25 присутствуют широкие ИКактивные пики в интервале 250–450 см-1, которые также были обнаружены в спектрах отражения. Также спектры пропускания демонстрируют узкие асимметричные резонансныелинии в области 120 см-1 для ориентации Eс и в области 140 см-1 для ориентации Eс,соответствующие ИК-активным резонансам и в силу малости своих диэлектрическихвкладов не зарегистрированные в спектрах отражения.
Линиями на рис. 25 представленымодельные спектры пропускания, полученные при совместной обработке экспериментальных спектров пропускания и отражения.54101,203f, ТГц69200300а)-1Tr1010-2-310 010б)-1Tr1010-210-340100, см-1Рис. 25. Спектры пропускания Tr() ZnGeP2 (точки — эксперимент, линии — модельныйрасчёт) в ориентации E∥c (а) и E⊥c (б), измеренные при комнатной температуре.55На рис. 26 приведены широкодиапазонные экспериментальные и расчётные спектры отражения ZnGeP2. Точками 1 показаны экспериментальные данные с более высокойчастотой выборки, чем на рис. 24. Интерференционная картина в данном случае выглядиткак набор хаотически разбросанных точек.
Красной линией 2 на рис. 26 показан модельный спектр отражения в приближении полубесконечного слоя. Серая область (линия 3) —участок модельного спектра отражения, рассчитанный по модели плоскопараллельногослоя толщиной ~1,6 мм. Таким образом, сопоставление модельного спектра 3 с экспериментальными точками 1 указывает на то, что данные точки являются не шумом, а интерференцией, которая проявилась в результирующих спектрах подобным образом вследствие оцифровки, связанной с Фурье-преобразованием.С помощью модели полубесконечного слоя из интерференции в спектрах пропускания в СБММ-диапазоне (рис. 27), измеренных на ЛОВ-спектрометре, по формулам (39),(40) с высокой точностью рассчитаны показатель преломления n и коэффициент экстинкции k, через которые затем вычислена величина коэффициента отражения для полубесконечного слоя. Эти данные, приведённые на рис.
26 зелёными точками, показывают, чтомодель полубесконечного слоя на низких частотах не проявляет никаких дополнительныхполос поглощения. Если бы там присутствовало возбуждение, то даже в спектре оченьтолстого образца (практически полубесконечного слоя) наблюдалась бы линия поглощения.
Но после расчёта из спектра пропускания по формулам Френеля в спектре отраженияона отсутствует. Таким образом, с помощью калибровочных данных, полученных наЛОВ-спектрометре, было доказано, что разброс точек в экспериментальных спектрах отражения плоскопараллельного образца обусловлен неразрешённой интерференцией.Было проведено моделирование спектра отражения с варьированием толщины образца, которое показало, что для пластинки толщиной ~10 мм интерференция в нёй будетминимальной и её спектр будет соответствовать спектру в пределе полубесконечногослоя. Увеличение разрешения спектра отражения для получения частотной зависимости,демонстрирующей реальное отражение, неоправданно, поскольку в соответствии с формулой (35) в области малых k и слабой дисперсии n оно не чувствительно к слабым полосам поглощения.
В результате параметры выраженных резонансных полос извлекаются изспектров отражения, а параметры слабых линий — из спектров пропускания.56f, ТГц0,31,0330150 010Tr-110-210-310-4105000-52TrR21030,511RСБММ0,010100-11000, смРис. 26. Экспериментальные и расчётные спектры отражения R() и пропускания Tr()монокристалла ZnGeP2 в ориентации Ec при комнатной температуре. Точки 1 — эксперимент, красная линии 2 — модельный расчёт для полубесконечного образца, серая линия3 — модельный расчёт для плоскопараллельного образца толщиной 1,6 мм.
Точки зелёного цвета — калибровочные данные СБММ-измерений.57f, ТГц0,30,60,92030Tr1,00,50,010-1, смРис. 27. Экспериментальные спектры пропускания монокристалла ZnGeP2 в СБММдиапазоне в ориентации Ec при T = 300 К (точки — эксперимент, линия — расчёт поформулам Френеля).58Из широкодиапазонного спектра отражения (рис. 26) видно, что на частотах выше800 см-1 наблюдается резкий подъём коэффициента отражения R.
С целью объясненияданного явления аналогично тому, как было сделано на низких частотах, проведены измерения спектра пропускания Tr() на высоких частотах. На вставке рис. 26 представленэкспериментальный спектр пропускания, измеренный в поляризации Ec в интервале частот 500 – 5 000 см-1. В области спектра ниже 800 см-1 зарегистрировано пять полос поглощения, выше 800 см-1 образец становится прозрачным. Это приводит к тому, что на частотах выше границы прозрачности регистрируемый спектр отражения содержит в себе компоненты отражения как от передней, так и от задней граней (см.
рис. 28). В сумме этикомпоненты дают подъём, который наблюдается в данном спектре. То есть, реальный коэффициент отражения от полубесконечного слоя оказывается равным наблюдаемомутолько в области до 800 см-1.I0ITrIR1IR2Рис. 28. Иллюстрация отражения излучения от плоскопараллельного образца.59В таблицах 1 и 2 приведены параметры дисперсионного моделирования экспериментальных спектров отражения (рис. 24) и пропускания (рис. 25), измеренных при комнатной температуре в двух поляризациях. Подгонка расчётных спектров к экспериментальным данным выполнена по модели Лоренца (18), (19).
Для описания асимметричных,сильно уширенных полос использована модель взаимодействующих осцилляторов (20).Приведённые параметры модельных осцилляторов характеризуют практически все линиипоглощения в мнокристалле ZnGeP2. Они содержат как фононные полосы, отмеченныекурсивом, так и дополнительные линии, природу которых предстоит обсуждать. Из таблиц видно, что сумма диэлектрических вкладов фононных резонансов Ф составляет1,6 для поляризации E||c и 2,1 для поляризации E⊥c. В то же время величина высокочастотной диэлектрической проницаемости ∞ равна 10,2 для E||c и 9,7 для E⊥c.
Если этиданные сопоставить с данными по диэлектрическим материалам, которые аналогичнымобразом интенсивно изучаются через анализ резонансных и нерезонансных полос поглощения, то там сумма диэлектрических вкладов фононных резонансов существенно вышевклада электронов ∞ [94], [95]. Аномально большая величина высокочастотной диэлектрической проницаемости ∞ ~ 10 обусловлена в том числе вкладом электронных переходов с примесных уровней, расположенных в запрещённой зоне [81].
Малая величина фононного вклада указывает на преимущественно ковалентный характер химических связейв кристалле ZnGeP2 со сравнительно небольшой долей ионности.В таблицах 1 и 2 приведён тип симметрии для ИК-активных фононов. В поляризации E||c они имеют тип B2(z), в поляризации E⊥c — тип E(x, y) согласно работам [85],[96]. Фононный резонанс на частоте 120 см-1 в ориентации E||c в этих публикациях не былзарегистрирован. Его тип симметрии B2(z) установлен согласно работе [54]. Остальныепики выходят за рамки фононного спектра из теоретико-группового анализа, поэтому иханализ и интерпретация осуществляются иным способом. Поглощение на высоких частотах может определяться суммарными процессами и мелкими уровнями [95].
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
