Диссертация (1104452), страница 9

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

Текст из файла (страница 9)

2. Соответственно, даже при самых максимальных величинах дозы облучениявклад статической проводимости 0 = 0-1 в рамках модели Друде не приводит к существенному изменению спектров пропускания и отражения, которые мы наблюдаем в эксперименте. Причём величина статической проводимости облучённого образца всегда остаётся меньше, чем необлучённого. Таким образом, повышение дозы облучения образца неприводит к такому изменению величины статической проводимости, чтобы её вклад вформирование поглощения ТГц-излучения стал оказывать заметное влияние по сравнению с механизмами, которые рассматриваются далее.713.2. Влияние облучения кристалла электронамина поглощение ТГц-излученияКак было сказано во введении, облучение монокристалла ZnGeP2 электронами свысокой энергией приводит к значительному просветлению образца в диапазоне 2–8 мкм[20].

Оптимальные параметры облучения исследуемого в диссертационной работе кристалла ZnGeP2, т.е. при которых достигается появление необходимого количества дефектов и не происходит разрушение образца, следующие: энергия электронов — 4 МэВ, доза— 1,8·1017 см-2. Точечные дефекты вакансионного типа, вызванные облучением образца,могут быть источником дополнительного поглощения ТГц-излучения, если они образуютдипольный момент, взаимодействующий с данным излучением [21], [22].

Так как данныхо возможном дополнительном поглощении генерируемых волн ТГц-диапазона облучённым кристаллом нет, необходимо сравнить полученные для него экспериментальныеспектры пропускания и сопоставить с данными для необлучённого кристалла.На рис. 34 приведены экспериментальные (точки) и рассчитанные по формуламФренеля (линии) СБММ-спектры пропускания необлучённого (рис. 34, а) и облучённого(рис. 34, б) кристаллов ZnGeP2 при комнатной температуре.

При сравнении данных спектров видно, что в СБММ-области оба кристалла остаются прозрачными и не содержат полос поглощения. Поскольку у образцов разная толщина, то в плане частоты интерференции полученные спектры пропускания различаются. По формулам Френеля с учётом интерференции выполнен детальный анализ данных спектров в широкой температурной области 10–300 К.720,151,00,30f, ТГц0,450,600,750,90а)Tr0,5Необлучённый образец, d ~ 1,545 мм0,01,0б)Tr0,5Облучённый образец, d ~ 1,685 мм0,051015202530-1, смРис. 34.

Экспериментальные СБММ-спектры пропускания необлучённого (а) и облучённого (б) кристаллов ZnGeP2 при комнатной температуре (точки — эксперимент, линия —расчёт по формулам Френеля).73Вычисления показывают, что частотная дисперсия действительной части ' диэлектрической проницаемости в диапазоне 5–32 см-1 очень слабая, поэтому дальше рассматриваются усреднённые значения ' без привязки к конкретному значению частоты.

В таблице 3 приведены температурные зависимости '(T) для обоих образцов в этом диапазонечастот. Эти данные нанесены точками на рис. 35, а. Видно, что во всём интервале температур величина ' после облучения кристалла уменьшилась на ~0,4. При температурахвыше 80–100 К зависимости '(T) имеют линейный вид. При более низких температурах 'в пределах погрешности не изменяется.Мнимая часть " диэлектрической проницаемости, в отличие от ', в интервале 5–32 см-1 имеет выраженную частотную дисперсию. Поэтому были выбраны две частоты (12и 19 см-1), и на этих фиксированных частотах для необлучённого и облучённого образцовпрослежено, как происходит изменение величины " в диапазоне температур 10–300 К. Втаблицу 4 занесены температурные зависимости "(T) для обоих образцов на частотах 12и 19 см-1.

На их основании построен график (рис. 35, б). Из рис. 35, б видно, что для каждой из рассматриваемых частот зависимости "(T) для необлучённого и облучённого образцов совпадают в пределах погрешности. Аналогично '(T) зависимость величины " оттемпературы не изменяется в пределах погрешности при температурах ниже 80–100 К ирастёт линейно при более высоких температурах. Следует отметить, что каждая точка втаблицах 3 и 4 получена путём расчёта по Формулам Френеля всего спектра пропусканияв СБММ-диапазоне.Как было сказано в разделе 2.6, в СБММ-области спектра суммируются диэлектрические вклады от механизмов поглощения излучения на всех частотах.

При этом, если резонансные моды расположены далеко, то они не оказывают влияния друг на друга. Такимобразом, неизменность мнимой части " диэлектрической проницаемости (рис. 35, б)ZnGeP2 в результате облучения электронами указывает на то, что снижение действительной части ' диэлектрической проницаемости на величину ~0,4 (рис. 35, а) в интервале 5–32 см-1 вызвано изменением вклада в диэлектрическую проницаемость на более высокихчастотах [18], [20].

Это изменение не оказывает влияния на поглощение излучения в ТГцдиапазоне.При температурах выше 80–100 K наблюдается рост действительной и мнимой частей диэлектрической проницаемости. Поскольку диэлектрический вклад от фононныхрезонансов согласно правилу сумм (31) не изменяется, то источником этого роста является зависящее от температуры дополнительное поглощение в ТГц-области частот, присущее как облучённому, так и необлучённому образцу.7412,0'а)11,5'~0,411,00,02б)" = 19 см-10,01 = 12 см-10,000100T, K200300Рис. 35. Температурные зависимости действительной и мнимой частей диэлектрическойпроницаемости монокристалла ZnGeP2 в ориентации Ec по данным субмиллиметровыхизмерений.

Закрашенные символы красного цвета — облучённый образец, незакрашенныесимволы чёрного цвета — необлучённый образец.75Таблица 3.Зависимости '(T) для облучённого и необлучённого образцов ZnGeP2 в ориентации Ec,рассчитанные по формулам Френеля из спектров пропускания, измеренных в СБММдиапазоне.№'T, KОблучённый образецНеоблучённый образец130011,38611,900226011,343—324011,295—422011,25011,770520011,249—618011,21311,683716011,203—814011,17211,608912011,159—1010011,13311,607118011,11611,520126011,11811,510134011,11511,510143011,11611,535151011,09211,46176Таблица 4.Зависимости "(T) для облучённого и необлучённого образцов ZnGeP2 в ориентации Ec,рассчитанные по формулам Френеля из спектров пропускания, измеренных в СБММдиапазоне.", 10-3№T, KОблучённый образецНеоблучённый образец = 12 см-1 = 19 см-1 = 12 см-1 = 19 см-113008,514,507,1816,202260————32405,112,80——42204,812,003,6612,455200————61804,3811,332,9110,8071603,5410,34——81403,029,933,669,1691201,858,81——101001,936,782,858,1111801,188,001,936,1112600,966,811,929,2613401,177,741,918,7314300,996,641,918,1815100,807,281,926,69773.3.

Влияние двухфононных разностных процессовна поглощение ТГц-излученияКак было обнаружено в разделе 2.6 и подтверждено в разделе 3.2, в ТГц-диапазонечастот поглощение излучения определяется фононными процессами и зависящими оттемпературы дополнительными механизмами. В данном параграфе выполнен анализ этихдополнительных механизмов поглощения посредством моделирования спектров отражения и пропускания в диапазоне температур 10–300 К и составления на их основании температурных зависимостей диэлектрических вкладов дополнительных механизмов. Ожидается, что полученные зависимости будут иметь линейный характер.На рис. 36 представлены спектры диэлектрических потерь "() облученного кристалла ZnGeP2 при 10 и 300 К, вычисленные по параметрам дисперсионного моделирования.

Расчёт спектров выполнен одновременно по данным пропускания и отражения в широком частотном диапазоне. При стандартном использовании модель гармонического осциллятора приводит к существенным погрешностям в определении потерь на частотахвыше фононных резонансов. Это связано с сильной частотной зависимостью затухания,которая в модели Лоренца полагается константой. Поэтому для описания полного спектра"(, T) был применён нестандартный подход. В низкочастотной области использованыпараметры лоренциана, удовлетворяющие описанию полос отражения и пропускания.

Высокочастотная часть спектра моделировалась при уменьшении величин затухания фононов до совпадения экспериментального (точки) и модельного (линия) спектров пропускания, как это показано на вставке рис. 26. Для описания вклада фононов в ТГц-диапазонеиспользовано гармоническое приближение, заданное моделью Лоренца (18), (19). Спектры "(), рассчитанные по параметрам фононных резонансов, показаны на рис. 36 линиями: 1Ф для 10 К и 2Ф для 300 К.

Реальные потери в кристалле с учётом дополнительныхмеханизмов при температурах 10 К и 300 К показаны линиями 1П и 2П, соответственно.Спектры при 10 К ограничены частотой ~450 см-1 ввиду того, что механизмы поглощенияэлектромагнитного излучения детально исследовались на низкочастотном участке. В области 10–20 см-1 крупными символами приведены калибровочные значения СБММизмерений. Видно, что вклад дополнительных механизмов в поглощение ТГц-излученияпревышает фононный более чем на порядок при 300 К и в 6–7 раз при 10 К.78f, ТГц0,150,332420"97 см10136 см-1-1102П10-22Ф101Ф1П-4510, см100-1800Рис. 36.

Характеристики

Список файлов диссертации