Лазерная спектрометрия квазиупроугого электронного рассеяния света в полупроводниках тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ФИЗИКО- ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ им. А. Ф. ИОФФЕ

На правах рукописи

ТОПОРОВ Владимир Васильевич

ЛАЗЕРНАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ КВАЗИУПРУГОГО ЭЛЕКТРОННОГО РАССЕЯНИЯ СВЕТА В ПОЛУПРОВОДНИКАХ

Специальность 01.04.07 - физика твердого тела

Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук в форме научного доклада

Санкт- Петербург 1997

>

Работа выполнена в Физико-техническом институте им. А. Ф. Иоффе РАН.

Научный руководитель - доктор физико-математических наук

Байрамов Б. X.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор Мастеров В. Ф.,

доктор фиэихо-математических наук, профессор Рудь Ю. В.

Ведущая организация: Санкт-Петербургский

институт точной механики и оптики (Технический университет)

Защита состоится __1997 г. часов на заседании

диссертационного совета К 003,23.02 при Физико-техническом институте

им. А.Ф.Иоффе РАН по адресу:

194021, Санкт-Петербург, Политехническая ул., 26.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Физико-технического института

им. А.Ф.Иоффе РАН.

Диссертация в форме научного доклада разослана'' ! 997 г.

Ученый секретарь

диссертационного /", >/

совета К 003.25.02 ' „

кандидат физ.-мат. наук * С.И.Бахолдин

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Среди большого разнообразия различных элементарных вогбуж-дений в твердых телах наиболее важная роль принадлежит фононам и электродам (дыркам), поскольку важнейшие оптические и электрические характеристики полупроводниковых материалов и возможности их практического применения в твердотельной микроэлектронике в значительной мере определяются процессами элекгрон-фононного взаимодействия. Поэтому одновременное исследование фононных и электронных состояний явллется одним из актуальных направлений физики твердого тела.

Наиболее полнгя информация об электрон-фоноиной системе может быть получена с помощью лазерной спек-роскопии неупругого рассеяния света. Хотя этим исследованиям в полупроводниковых материалах всегда уделялось большое внимание, и различные их этапы отражены в нескольких обзорах и монографиях, тем не менее оставался ряд неизученных и недостаточно полно исследованных вопросов. Так например, ранее выполненные немногочисленные исследования рассеяния света свободными электронами и коллективными возбуждениями (аизмонами) в основном ограничены областью сильного поглощения исследуемых кристаллов, когда энергия квантов возбуждающего излучения Ьо> Е0 - энергии, соответствующей краю собственного поглощения. При этом возникают эффекты пространственной дисперсии и появляется фон горячей люминесценции, что не позволяет получать спектры квазнупругого электронного рассеяния света в наиболее интересной области низких частот и, кроме того, существенно усложняет установление строгих количественных закономерностей.

Цель работы состояла в разработке методики й создании установки для регистрации спектров квазиупругого электронного рг.ссеяния света на свободных носителях в ближней ИК-области спектра с На>,££„, в изучении фундаментальных свойств н установлении

основных закономерностей флуктуаций электронного (дырочного) газа, проявляющихся в процессе рассеяния света.

Объекты исследования. В качестве объектов исследования были выбраны полупроводниковые кристаллы группы А3 В5 ( 1пР, InjGai.jP, баАв) и А2 В6 (Сс1Те) п- и р-типа проводимости, легированные в широком диапазоне концентраций свободных носителей от -1.0x10® до -1.0x10" см ~г . Такой диапазон исследуемых концентраций позволил выявить различные механизмы рассеяния как в бесстолкновительном режиме, так и в условиях частых столкновений. Использовались образцы как специально не легированные, так и легированные донорными (Эп, Те), акцепторными (С, ¿п), и изоэлехтронными примесями (Ре). Выбор исследуемых материалов определялся прежде всего особенностями их зонной структуры, благоприятствующими возникновению и существованию различных типов флуктуации электронного газа. Кроме того, эти материалы технологически хорошо освоены и представляют большой практический интерес для полупроводниковой микроэлектроники.

Научная новизна работы определяется тем, что в ней развито новое научное направление, связанное с лазерной спектроскопией квазиупругого электронного рассеяния снега в ближней ИК-области спектра. Введена новая модель многокомпонентной -шазмы, удобная для исследования ее основных закономерностей и обнаружено новое элементарное возбуждение - акустический плазмой. В процессе выполнения работы

экспериментально обнаружен ряд новых полупроводниковых эффектов, дано их теоретическое объяснение и получен большой объем принципиально новых результатов. Они позволяют установить основные закономерности проивления различных механизмов электрон-фононного и электрон-электронного (дырочного) вззимодейстчий и ьлияния как внутренннх.так и внешних факторов, таких как температура, энергия и волновой вектор возбуждения степень легирования, химический т ип легирующих примесей.

Вес результаты, сформулированные как защищаемые положения, получены впервые, начиная от фомулировки задачи исследования и до интерпретации полученных данных.

Достоверность полученных результатов п первую очередь определяется тщательным дополнительным охарактеризованием большою набора исследуемых образцов с помощью вспомогательных и независимых комплексных исследований, таких как, люминесценции, ИК-страхсения, ректгеноспектрального анализа, электропроводности и эффекта Холла и т.д., а также хорошим согласием экспериментальных и теоретических данных. В ряде случаев полученные результаты были подтверждены последующими исследованиями других авторов, например, РЛ'Л'ц, [И*], Калифорнийский университет, Беркли, США; в. 1гшег, [ I?.*], Инст итут теоретической физики, Фрейберг, ФРГ.

Научная ценность н практическая значимость работы заключается в получении новой обширной научной информации, существенно расширяющей имеющиеся представления о фундаментальных свойствах проявления электрон-электронного (дырочного) взаимодействия в материалах(имеющих важное значение для современной микроэлектроники, в количественном определении их кинетических характеристик, таких как: концентрация, подвижность и коэффициент диффузии свободных носителей, химический тип примесей, различные времена жизни, сечения рассеяния света флукгуациями плотности заряда, сшша, импульса и энергии электронов, флуктуециями дырочного газа и т.д.

Основные положения, выносимые на защиту;

1. Разработанная методика регистрации спектров неупругого рассеяния света в ближней ИК-области спектра позволяет детектировать спектры квазиупругого электронного рассеяния света в облчети низких частот, близких к возбуждающей линии лазера.

2. В области низких концентраций свободных носителей п £ 101!см"3 спектры неэкранируемого квазиупругого электронного рассеяния света имеют форму гауссовских кривых, характерную для бесстолкновнтельной классической плазмы, а отличия, проявляющиеся в появлении концентрационного уширения гауссовских контуров, обусловлены тем, что носители тока испытывают столкновения лишь с крупномасштабным примесным потенциалом.

3 Перестройка гауссовских контуров в лоренцевскне по мере роста концентрации

обусловлена началом выполнения условия частых столкновений, причем ширины

контуров оказываются различными для различных механизмов рассеяния. Сужение

лсренцевсхих контуров при дальнейшем увеличении концентрации носителей тока до

<к3.6х!017 см обусловлено в материалах с непараболнческим законом дисперсии

зонного спектра диффузионным механизмом рассасывания флуктуации спиновой

плотности. В диапазоне концентраций от З.бхЮ17 до 1.0ч 1С19 см "3 уширение

лоренцевских контуров обусловлено релаксационным механизмом рассасывании флуктуации спиновой плотности.

4. В полупроводниках с п-типом проводимости абсолютная интенсивность квазиупр) 1-ого электронного рассеяния света на свободных носителях резко спадает при уменьшении температуры по линейному закону при скрещенных поляризациях падающего и рассеянного света для механизма рассеяния света, обусловленного флуктуациями спиновой плотности, и по кубическому закону при параллельных поляризациях падающего и рассеянного света, демонстрируя рассеяние света флуктуациями импульса в области гелиевых температур, когда флуктуации энергии вымораживаются

5. Спектры одночастичного рассеяния содержат суперпозицию двух слагаемых, первое да которых имеет диффузионный полюс, приводящий к лоренцевскому конуру, а второе слагаемое содержит гауссовскую асимптотику.

6. Кристаллы /МЗаАз при возбуждении ИК излучением являются новой моделью многокомпонентной плазмы, удобной для экспериментального исследования ее основных закономерностей.

7. В материалах с р-типом проводимости абсолютная интенсивность квазиумругого электронного рассеяния света на свободных носителях слабо зависит от температуры, являясь линейной функцией концентрации дырок, что связано с невырожденной статистикой дырок. Отсутствие статистического вырождения обусловлено разогревом носителей тока падающим ЯК-излучением.

8. Сопоставление температурных зависимостей спектров материалов с п- и /»-типом проводимости свидетельствует о существенном разогреве носителей в последних из-за межзонного дырочного поглощения падающего ИК-излучення. Возникновение и существование обнаруженного нового элементарного возбуждения - акустического плазмона в системе легких и тяжелых дырок в р-ОлА& связано с разогревными эффектами.

9. При ИК-возбуждении на растянутом коротковолновом краю поглощения в /^-ОаА.ч число фотоиндуцированных переходов дырок оказывается сопоставимым с числом обратных переходов легкая - тяжелая дырка, что указывает на наличие внутреннего фотоэффекта. При этом промежуточная подзона легких дырок становится "узким горлом" для носителей заряда и оказывается перенаселенной, в результате чего заселенности подзон легких и тяжелых дырок становятся сравнимыми. Наличие разогрева убедительно доказывается экспериментальным обнаружением анти- Стоксовых компонент спектров рассеян/« света акустическими плазмонами, и

определенное значение температуры дырок превышает температуру решетки.

10. Экспериментальная зависимость частоты акустического плазмона от концентрации дырок в режиме частых столкновений хорошо описывается гидродинамической теорией флуктуации для газа легких и тяжелых дырок, с учетм взаимного превращения дырок.

Апробация работы, Основные результаты исследований докладывались на:

• Всесоюзном совещании "Фосфид индия в полупроводниковой электронике", Кишинев, 1985 г. (приглашенный доклад)

- XIX Международной конференции по физике полупроводников, Стокгольм,1988 г.,

- Объединенной сессии Бюро ООФА АН СССР и Ученого совета ФТИ им. А,Ф.Иоффе, посвященной 70-лстию ФТИ, Ленинград, 1988 г.,

- Ill Международной конференции по физике фононов и VI Международной конференции по фотонному рассеянию в твердых телах, Гейдельберг, ФРГ, 1988 г.,

- Международной юбилейной конференции, посвященной 100-летию рождения C.B. Рамана и 60- летию открыли эффекта Рамана. Калькутта, Индия, 1988 г. (приглашенный доклад),

- IV Американско-советском симпозиуме по лазерной оптике твердого тела, Ленинград, 1990 г,

- XX Международной конференции по физике полупроводников, Салоники, Греция. 1990 г.,

- Международной конференции Европейского общества по материаловедению, Страсбург, Франция, 1990 г.,

- XII Международно» конференции по спектроскопии комбинационного рассеяния света, Колумбия, Южная Каролина, США, 1990 т.(приглашённый доклад),

- V Международной конференции по сверчрешеткам, микроструктурам и микроприборам, Берлин, ГДР, 1990 г.,

- XIII Международой конференции по спектроскопии комбинационного рассеяния света, Вюрцбург, ФРГ, 1992 г.,

- XII Общей конференции отделения твердого тела Европейского физического общества, Прага, Чехия, 1992 г.,

- 1 -ой Российской конференции по физике полупроводников, Нижний Новгород, 1993 г.,

- 12-ом Международном симпозиу ме по арсениду галлия н родственным соединениям, Фрейбург, ФРГ, 1993 г.,

- XIV Международой конференции по спектроскопии комбинационного рассения света, Гонконг, 1994 г.,

- 1 -ой Мировой конференции по преобразователям солнечной энергии, Вайколаа, Гавайи, США, 1995 г.,

- Международной конференции по лазерной обработке и охаракгеризованию полупроводников, Штуттгарт, ФРГ, 1995 г.,

- XXIII Международной конференции по физике полупроводников. Берлин, ФРГ, 1996 г.,

- XXJI1 Международном симпозиуме по полупроводниковым соединениям, Санкт-Петербург, 1996 г.,

а также на научных семинарах в ФТИ. ГОИ, ФИАЛ, ИОФАН, ИСАК и ИФТТ.

Публикации, Основные результаты исследований по теме диссертации опубликованы в

27 печатных работах.

Структура диссертации. Диссертация состоит из введения, двух частей из пяти и четырех

глав, соответственно, а также заключения. Объем диссертации составляет 28 страниц, в

том числе 17 рисунков.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ ВВЕДЕНИЕ

Подобно случаю классической газовой плазмы электронов и ионов, для твердых тел теоретически было предсказано существование двух типов коллективных возбуждений -акустических и оптических плазменных колебанийП *]. Во всех раней выполненных экспериментальных работах в твердых телах, независимо от способа создания плазмы, исследовались лишь высокочастотные оптические плазменные колебания.

Наиболее изученной многокомпонентной полупроводниковой плазмой является плотная электрон-дырочная плазма,создаваемая путем фотовозбуждения, и обычно исследуемым возбуждением такой плазмы вновь являются оптические плазменные колебания [2*-4*].В основном исследуются полупроводниковые кристаллы типа GaAs и структуры на его основе. В качестве источников возбуждения спектров используются различные мазеры с энергией фотонов hco, в диапазоне 1.5-1.9 эВ, близкой к резонансу с

краем фундаментального поглощена £а Ео + An, где Ла - энергия спин-орбитального взаимодействия, или с различными экситонными уровнями размерного квантования. Такие условия возбуждения обеспечивают значительное резонансное усиление интенсивности рассеяния и, казалось бьуделжни существенно облегчать регистрацию слабых световых потоков каазиупругого электронного рассеяния света. Однако, до сих пор известна лишь одна попытка экспериментально зарегистрировать акустические плазменные колебания в электрон-дырочной плазме [2*]. Такая ситуация связана с тем, что одновременное появление горячей люминесценции позволяет выполнять исследования только в ограниченном спектральном диапазоне - вдали от возбуждающей лазерной линии Кроме того, при таком возбуждении удается выполнять исследования только в ограниченном диапазоне низких концентраций, только при низких (гелиевых) температурах и только при скрещенных поляризациях падающего и рассеянного света Копее того, при таком возбуждении не удавалось выполнять температурно-зависящие измерения. Последнее, как будет показано ниже, является существенным для обнаружен«? новых механизмов электронного рассеяния света на различных флуктуациях свободных носителей.

Мы расширили диапазон возбуждающих линий в ближнюю НК-область спектра. Нами разработана методика регистрации спектров.квазиупругого электронного рассеяния света при нерезонансном возбуждении полупроводниковых материалов с использованием усовершенствованного нами высокостабнльного лазера непрерывного действия на алюмоиттриевом гранате,легированном неодимом с длиной волны 1 064 мкм и hа>, < Ео, а также схемы счета фотонов. Отсутствие горячей люминесценции при таком возбуждении позволило выполнить важные дискриминирующие поляризационные исследования, включая параллельные и скрещенные поляризации падающего и рассеянною света и температурно-зависяшие измерения абсолютной интенсивности и спектральных полуширин линий квазиупругого электронного рассеяния света в широком диапазоне концентраций, как в полупроводниках с и- так и с /»-типом проводимости [I-27J Мы предложили новую модельную систему, пригодную для исследования широкого круга явлений в многокомпонентной плазме, а именно, двухкомноненгную плазму в кристаллах />-GaAs,n продемонстрировали перкое экспериментальное наблюдение ноною элементарного возбуждения - акустического плазмона » системе локих и тяжелых дырок{17, 2Î, 23, 24, 26, 27].

1. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ОБНАРУЖЕНИЕ И ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ КйАзИУПРУГОГО ЭЛЕКТРОННОГО РАССЕЯНИЯ СВЕТА НА СВОБОДНЫХ

НОСИТЕЛЯХ

1,1. МЕХАНИЗМЫ РАССЕЯНИЯ СВЕТА ЭЛЕКТРОННЫМ ГАЗОМ

В классической газовой плазме существуют два основных механизма электронного рассеяния:

1. Рассеяние света коллективными возбуждениями - плазмонами. Око наблюдается в плотной электронной плазме при малых значениях переданных волновых векторов q:

цг,« 1, (1)

где г, - радиус экранирования электронов.

2. Рассеяние света одночастичными возбуждениями. Такое рассеяние имеет место в достаточно разреженной плазме при больших переданных волновых векторах, когда

Чг.» 1. (2)

Рассеяние такого типа является квазиупругим. Оно локализовано в области, близкой к возбуждающей лазерной линии, и имеет гаусссвский спектр, отражающий распределение электронов по скоростям.

Плазма полупроводниковых материалов отличается от газовой благодаря особенностям энергетического спектра электронов, например, присутствию спин-орбитального взаимодействия, наличию многодолинной зонной структуры, непараболкчносги. Такие особенности плазмы полупроводников могут приводить к возникновению новых механизмов квазиупругого электронного рассеяния света.

Информация о механизмах рассеяния света содержится в интегральном сечении рассеяния. Сечение электронного расс-мния света определяется соответствующим вкладом в флуктуацию диэлектрической восприимчивости, которую можно представить в виде ряда по малым отклонениям статистически независимых флуктуирующих величин от их равновесного значения [1-9,1*-4*].

Среди таких величин имеются флуктуации зарядовой плотности, флуктуации плотности электронной энергии и импульса, флуктуации спиновой плотности и т.д. Эти механизмы могут сосуществовать в плотной полупроводниковой плазме одновременно с рассеянием света хорошо !тзвесгными оптическими плазменными колсбашмми. Они не экранируются, так как обусловлены противофазными флуктуациями электронной плотности, не связанными с флуктуациями заряда. Благодаря этому спектр рассеян!« света полупроводниковой плазмой более информативен по сравнению с газовой плазмой. .

1?. РАССЕЯНИЕ СВЕТА ОДНОЧАСТИЧНЫМИ ВОЗБУЖДЕНИЯМИ В ОБЛАСТИ НИЗКИХ КОНЦЕНТРАЦИЙ (и 5 10,5см-3)

Впервые квазиупругое электронное рассеяние света на свободных носителях в области низких концентраций п < 10|5см'3 , когда выполняете» условие редких столкновений (2), было обнаружено в кристаллах я-1пР и и-1п*Оа/.*Р [1 -9].

Из спектров, приведенных на Рис. 1, для кристаллов /;-1пР при параллельных поляризациях падающего и рассеянного свела и при комнатной температуре видно, что с

понижением концентрации свободных носителей абсолютная интегральная интенсивность такого рассеяния (сплошная линия) падает, и в спею ре изолирующего образца и-!пР си» 1.0x10е см"3 в низкочастотной области спектра остаются только чстко выраженные полосы при 29 и 37 см'1. (Рис. 3). Исследования темпера гурной зависимое ш этих полос, а также анализ дисперсионных кривых и правил (мбора показали, чю они соответствуют решеточному двухфононному рассеянию света разностной комбинацией продольных и поперечных оптических фононов, соответствующих точкам К и Ь зоны Бриллюэна фосфида индия.

Рис. /. Экспериментальные спектры кватупругого электрончого рассеяния спета на свободных носителях в кристаллах п-1пР в диапазоне таких концентраций. X, - 1.064 мкм и Т=ЗООК. Сплошные линии электронного рассеяния получены путем вычитании нз наблюдаемых спектров решеточного в/оюф от диухфоношюго рассеяния. _ Точки -гауссовскис контуры,рассчитанные по формуле (3).

Рис. 2. Зависимость ширины линии квазиупругого электронного рассеяния счета от концентрации свободных носителей в п-1пР в области таких концент/кщии. ('пюшты линия - теоретическая зависимость, пмтроениая по точкам, полученным путем численного интегрирования выражения (3), темные точки - экеперименттьные данные. Л, - 1.064 мкм и Г - 300К.

Учитывая, что движение электрона в поле флуктуацнонного потенциала происходит под действием случайных сил [5*], в работе [7] было получено следующее окончательное выражение для поперечного сечения квазиупругого рассеяния света на флуктуация* электронной плотности:

с/со ио

= пУ

Я-<•'"•>'<.

е

т*с

сояопехр

('/'V')

2 -1 т *1

(3)

где уг = 2Т/т* - тепловая скорость электронов, д, - среднеквадрашчиая флумуацня-химического потенциала и случайных сил [5*].

Если пренебречь флукгуациямн нримесною шнснинала, ю иначрироианне по I приводит к хорошо твист ному гауссовскому контуру для мокраннрусмшо члемрониою рассеяния свет.

с шириной Го ~ , хаоактерной для флуктуаций зарядовой плотности

бесстолкноаотельнон классической плазмы.

300 и> (стГ

Рис. 3. Стоксова компонента спектра комбинационного рассеяния света изолирующего образца п-1пР с п = 1.0x108 см'3. Л/ = 1.064 мкм иТ~ 300 К.

Очевидно, что поперечное сечение (3) отражает распределение электронов по скоростям и зависит от потенциала ро, а следовательно, и от конценрации л.

Эксперимекгально было установлено, что ширина линии (Рис. 2) и абсолютная интегральная интенсивность квазиупругого электронного рассеяния линейно зависят от концентрации.

Таким образом, обнаруженные отличия, проявляющиеся в появлении концентрационного уыирения гауссдвских контуров, обусловлены тем, что носители тока испытывают столкновения с крупномасштабным привесным потенциалом. Рис.1 и Рис. 2 демонстрируют хорошее согласие экспериментальных и расчетных даьиых, полученных по формуле (3). Эти выводы впоследствии были подтверждены для кристаллов л-С(1Те и л-СаАз[Ю].

1.3. КОНЦЕНТРАЦИОННОЕ СУЖЕНИЕ И УШИРЕНИЕ ЛОРЕНЦЕВСКИХ КОНТУРОВ ЭЛЕКТРОННОГО РАССЕЯНИЯ СВЕТА ОБУСЛОВЛЕННОГО ФЛУКТУАЦИЯМИ СПИНОВОЙ ПЛОТНОСТИ В ОБЛАСТИ ВЫСОКИХ КОНЦЕНТРАЦИЙ (и > 1016см'3)

Установлено, • что в области высоких концентраций и >1.0x10 см", когда начинает выполняться условие частых столкновений ц1 « 1, где / - длена свободного пробега электрона по отношению к взаимодействию с оптическими фонолами, квазиупругое электронное рассеяние света на свободных носителях флукт/ациями электронной

плотности оказывается подавленным эффектами экранирования. Но при этом проявляются другие механизмы рассеяния, связанные с многокомпонентным характером плазмы. При этом обнаружена перестройка гауссовскнх контуров в лоренцевские по мере роста концентрации, причем ширины кошуров оказываются различными «ля различных механизмов рассеяния. Для диапазона концентраций от 4.2x10'° до Э.бх10|1см'1 спектры кьазиупругого электронного рассеяния света для скрещенных поляризаций падающего и рассеянного света (Рис. 4) демонстрируют уменьшение ширины лшнш таких лоренцев-ских контуров с увеличением концентрации [И -17].

3 работе [17] было показано, что экспериментальные спектры квазнупругого электронного рассеяния света на. свободных носителях в материалах п-типа проводимости в указанном диапазоне высоких концентраций описываются контурами вида

с1г% Г,а /Г <1ы<Ю. \-е-"1Г'сог +Г" { )

где Г - экспериментальный параметр контура, характеризующий затухание. Абсолютная интенсивность рассеяния света определяется среднеквадратичными флуктуациями той величины, на которой происходит рассеяние света.

Рис. 4. Спектры квазиупругого электронного рассеяния света флуктуациями спиновой плотности в кристаллах и-1нГ, иллюстрирующие сужение наблюдаемой линии с ростом концентрации, (с1 X е51). Л, = 1.064 мкм и Т=300К.

Рис. 5. То оке, что и на Рис. 4, по дм силыюлегировапных образцов п-1пР. Эти спектри иллюстрируют уширение наблюдаемой линии с ростом концентрации.

Явление сужения спектральных линий излучения с ростом концентрации атомов наблюдалось ранее в газах (эффект Дике) [6*]. Оно происходит при усложни, ког да длина свободного пробега атома в газе меньше длины волны излучения, т.е выполняется условие частых столкновений. При этом пролетная длина волны атома заменяется длиной свободного пробега. Это приводит к диффузионному механизму сужения спектральных линии Такое рассеяние, обусловленное спин-орбитальным взаимодействием, связано с флуктуациями спиновой плотности и активно при скрещенных поляризациях падающего и рассеянногс света (е' X е"4). Механизм такого рассеяния определяется антисимшмрич-

ной частью тензора электронной восприимчивости и обусловлен относительной флукггуа-цисй числа частиц в различных спиновых подзонах.

Окончательное выражение для сечения рассеяния на флуктуациях спиновой плотности имеет вид лоренцевского контура [17]

с полушириной 1/г/), где О - коэффициент диффузии носителей. В„- параметр, описывающий соответствующий матричный элемент оператора диэлектрической восприимчивости и учитывающий особенности зонной структуры, а также спин-орбитальное взаимодействие. Поскольку коэффициент диффузии £) убывает с ростом п в рассматриваемом диапазоне, то наблюдаемые лоренцевские контуры испытывают сужение с ростом концентрации (Рис. 4).

С дальнейшим ростом концентрации электронов спектры квазиупругого электронного рассеяния света на свободных носителях , сохраняя лорениевскую форму, существенно уширяются (Рис. 5). Величина полуширины для спектра, отвечающего наибольшей концентрации, составила 100 см'1. Такое поведение Г не описывается формулой (6), поскольку коэффициент диффузии для данного диапазона концентраций не растет с увеличением концентрации.

В работе [17] показано, что спиновое расщепление проявляет себя во внутриподзошюм рассеянии флуктуацичми спиновой плотности, при этом сечение рассеяния света принимает релаксационную форму

(7)

1+(сиг)2'

т - характерное время релаксации рассеивающих свет флуктуаций. Полуширина лоренцевского конгура (7) увеличивается с ростом концентрации, что и соответствует экспериментальному обнаружению.

1.4. ЭЛЕКТРОННОЕ РАССЕЯНИЕ СВЕТА ОБУСЛОВЛЕННОЕ ФЛУКТУАЦИЯМИ ИМПУЛЬСА И Э11ЕРГИИ ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ИНТЕГРАЛЬНОЙ ИНТЕНСИВНОСТИ РАССЕЯНИЯ СВЕТА

Новые особенности квазиупругого электронного рассеяния света на свободных носителях были обнаружены при низких температурах. Типичные экспериментальные спектры для образца /1-1пР с п = 1.1x10" см'5 приведены на Рис. 6 и Рис. 7, а температурные зависимости интегральной интенсивности на Рис. 8 и ширин линии на Рис. ¿>[16-20]

Д,пя того, чтобы объяснить различный ход обнаруженных температурных зависимостей, было показано, что непарзболичность электронного зонного спектра в прямозонных полупроводниках может приводить при (с' || е'4) к новому механизму неэкранируемого рассеяния, а именно, к рассеянию на флуктуациях энергии [20].

Окончательное выражение для сечения рассеяния света, обусловленного флуктуаигями энергии.имеет вид

л- «K-rrïV«,)4,c.r,P (8)

\m*c* J

где В, - параметр, описывающий соответствующий матричный элемент оператора диэлектрической восприимчивости, С, - электронная теплоемкость при постоянном объеме пТ-температура.

Рис. 6. Экспериментальные спектры комбинационного рассеянии света « интераше температур б - 300 К в п-1пР с п => 1.1x10" см3 при (е1 1 es). Спектрмыше рч ¡решение 2.3 см '. Л, - 1.064 мкм.

Рис. 7. Экспериментальные спектры комбинационного рассемтя спита а шшпужши аемператур 6 - 300 К в п-1пР с п - /. IxlO13 см3 при (е1 || es). Cncunji.iibHoe рч у>с шечиг 2.3 см'. Л, - 1.064 мкм.

l'uc. S. Температурные зависимости интегральной интенсивности квазиупругого мект/юнного рассеяние света на свободных носителях в п-1пР с п - l.Ix¡Ota см'3. Здесь и на Рис. 9 стоишая и штриховая линии - теоретический вклад флуктуации плотности анергии-импульса, темные точки - экспериментальные данные прг/ (е1 |j es); штрих-пунктирная линия - теоретический вклад флуктуациями спиновой плотности, светлые точки - экспериментальные данные при (е1 X es). Л, = 1.064 мкм.

Рис. 9. Температурные зависимости различных вкладов в ширину линии лорецевских контуров для квазиупругого электронного рассеяния света на свободных носителях в об[Кще п-М> с п = J.JxJO1* см'3 при скрещенных и параллельных поляризациях падающего и рассеянного света.

Чтобы описать обнаруженную температурную зависимость интенсивности квазиупругого электронного рассеяния света на свободных носителях в области низких температур, при которых флуктуации энергии вымораживаются, нам потребовалось учесть еще один допс.длительный механизм рассеяния на флуктуациях среднего электронного импульса. Для полного сечения квазиупругого электронного рассеяния света на свободных носите лях при параллельных поляризациях падающего и рассеянного света в [17., 20] было получено следующее выражение:

где £ - химический потенциал электронов. Температурные зависимости инте1ральной интенсивности квазнупрутого электронного рассеяния света на свободных носителях для данного образца н-1пР с п = 1.1x10" см'\ полученные по формулам (6), (8) и (9)

приведены на Рис. 8. Точками показаны соответствующие экспериментальные результаты, полученные при (е1 || es) и (е1 i. es). Подгоночное значение химическою потенциала 4 оказалось равным 99 мэВ.

При рассеянии света на флуктуациях импульса соответствующий вклад во флуктуацию электронной восприимчивости вносит анизотропия флуктуации электронной фу нкции распределения с симметрией второй сферической гармоники [17]. Такая функция описывает малые отклонения от фермиевского распределения, а приближение к равновесию определяется упругими столкновениями, описываемыми импульсным временем релаксации второй сферической гармоники Рассасывание флуктуации, рассеивающих спет, для данного механизма рассеяния имеет форму, близкую к лоренцевскон с полушириной Г =1/тР2 [17].

Обнаруженный резкий (кубический) характер спада сечения рассеяния обусловлен вымораживанием флуктуации энергии. Он возникает из-за температурной зависимости электронной теплоемкости С,'~ T/Ç Чтобы показать, что обнаруженный спад сечения рассеяния обусловлен именно вымораживанием флуктуации энергии, на Pue. R штриховой линией приведена также зависимость для рассеяния света на флуктуациях энергии без учета зависимости С» от температуры. Исчезновение согласия с экспериментальным ходом свидетельствует о доминирующем вкладе флуктуации энерг ии.

Для рассеяния света флуктуациями спиновой плотности при скрещенных поляризациях падающего и рассеянного света в формуле (6) множитель Tfâs'ûQr означает долю участвующих в рассеянии света электронов, которые находятся в слое толщиной 7' вблизи поверхности Ферми. При этом полная концентрация электронов также является функцией температуры.^ С учетом последнего в [17, 20] было получено слудуюшее рыражение для сечения рассеяния:

Формула (10) содержит малую квадратичную поправку к обычной линейной температурной зависимости сечения /„ (Т).

На Рис. S светлые кружки и штрих-пунктирная кривая дают экспериментальную зависимость /в(У)и ее теоретическое описание в соответствии с формулой (10).

âE, I 4

Подгоночное значение параметра a оказалось равным I / о = 3.45x10 эВ/К

Наши проведенные теоретические оценки [20] показали, что отношение /£//„ — 1. 11, т с вклады соответствующих механизмов рассеяния в условиях нашего эксперимента сравнимы.

1 5. СПЕКТРАЛЬНАЯ ФОРМА ЛИПНИ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ОПИСАНИЕ

Важно отмстить, что частотная зависимость абсолютной интегральной интенспнно-сти рассеяния содержит информацию о кинетике релаксации флуктуации, на которых происходит рассеяние Естественно, что форма спектра при пом зависит от ним флуктуации Сравнение теоретических и экспериментальных данных, прсдстандепныч и.т

¡'ne. S, относилось только к интегральным интенсивностям рассеяния. Поэтому представляется интересным рассмотреть температурные зависимости соответствующих параметров ширины линий Г„ и Г, (Рис. 9). Эти параметры совпадают с обратными временами релаксации тех флуктуации, на которых происходит рассеяние, т.е. флук-туаций спина, второй сферической гармоники импульсного распределения, энергии и т. д. Для невырожденной статистики

X^Tcfn/e. (11)

Зависимость (11) отражена штрих-пунктирной прямой на Рис. Р. Соответствующие экспериментальные точки показаны открытыми кружками.

Релаксация флуктуаций энергии происходит либо посредством электронной теплопроводности, либо путем передачи энергии в решетку при испускании фононов. Соответствующее обратное время релаксации равно сумме диффузионного и релаксационного вкладов:

(12)

Здесь г, - время релаксации электронной температуры, х = к/.С,, где к - электронная теплопроводность [17]. Время релаксации

1 2 1 (ЬеоЛг .ъ,,.

Здесь А«/,, - частота низкочастотной плазмон-фононной моды, F - характерное время взаимодействия электронов с оптическими фононами.

На Рис. 9 экспериментальные точки показаны темными кружками, а теоретическая кривая, построенная по формуле (13) с т = 0.06 пс, представлена штриховой линией. Полученное таким образом характерное время взаимодействия с оптическими фононами оказалась вдвое больше, чем для кристаллов GaAs сг =0.12 пс [17].

Низкотемпературные участки, выделенные на Рис. 9 штриховыми линиями, находятся вне пределов классической статистики.

2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ОБНАРУЖЕНИЕ И ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ КВАЗИУПРУГОГО РАССЕЯНИЯ СВЕТА НА СВОБОДНЫХ ДЫРКАХ [17,21,23,24,26,27]

2.1. МЕХАНИЗМЫ РАССЕЯНИЯ СВЕТА ДЫРОЧНЫМ ГАЗОМ

Для полупроводников с //-типом проводимости в работе [17] показано, что рассеяние света флуктуагичмн спиновой плотности возникает уже в нулевом порядке при расчете к//-методом теории возмущений без учета поправок к волновым функциям, содержащим непараболичность спектра. Поэтому рассеяние в материалах с //-типом проводимости превосходит по интенсивности любой вид рассеяния с г, ста в материалах с /.'-типом проводимости, описываемого формулами (6 - 10). На примере кристаллов //-GaAs введена новая модель многокомпонентной плазмы, удобная для исследования ее основных закономерностей. Экспериментально установлено, что вырождение дырочных состояний в ва-

лентной зоне для двухкомпонентной системы легких и тяжелых дырок допускает также возможность скалярного рассеяния, происходящего на противофазных флуктуациях этих частиц, что и было обнаружено в виде дополнительного пика акустического плазменного колебания [16,17,21-27].

2,2 ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ИНТЕГРАЛЬНОЙ ИНТЕНСИВНОСТИ РАССЕЯНИЯ СВЕТА

На Рис. 10 приведен типичный спектр квазиупругого рассеяния света при комнатной

температуре для образца р-взАз с р = 9.0х10|7см"3 при е' || I 011], с5 || [ 011 ]. Этот спектр обусловлен главным образом флуктуациями спиновой плотности. Его интенсивность резко убывает с уменьшением концентрации дырок.

1.0

0.5 -

-150

Рис.10. Спектр кватнупругого рассеяния света при комнатной температуре для образца p-GaAs с концентрацией дырок р ~ 1.9x10"см ' при е' |i [011] и

е81| [011]. Х,=1.064 мкм.

0

В дополнение к уже сказанному, температурная зависимость сечения квазиупругого рассеяния света на свободных дырках оказывается существенно более слабой, чем та, которая была обнаружена нами для материалов с «-типом проводимости. Типичная температурная зависимость при скрещенных поляризациях п ад зад ц-ею и рассеянного света для образц&/МЗаАзср = 9.0х10,7см"3 представлена на Рис. 11.

Рис. //. Температурная зависимость интегральной интенсивности квазиупругого рассеяния счета на свободных носителях при скрещенных поляризациях падающего и рассеянного света для образцар-ОаЛх ср ~ 9.0хМ,7см'. А, = 1.064 мки. Крестами представлены экспериментальные данные, сплошная линия - теоретическая кривая.

L

'¡ft ?со т г, г

При указанной геометрии эксперимента вклад'в сечение квазиупругого электронного рассеяния света дают два механизма, обусловленные флуктуацилыи спиновой плотности и флуктуациямн импульса. Рассеяние на флуктуациях спиновой плотности описывается формулой типа (10), а впутрнзопяое рассеянна на флуктуациях импульса описывается диагональным., матричными элементами, включающими параметры изотропного гамильтониана Латтинжера [17]. У .теоретической кривой на Рис. 10, кроме почти линейного участка, отражающего долю часгнц вблизи поверхности Ферми, участвующих в рассеянии света, имеется участок насыщения. Этот участок отражает снятие вырождения тяжелых дырок. В обычных условиях вырождение для указанной концентрации дырок должно наступать при Т ~ 100 К. Однако ход экспериментальных точек, свидетельствующий об очень слабой температурной зависимости, означает, что вырождения не наступает. Так, например, при Т « 6 К экспериментально зафиксированное сечение оказывается в -30 раз больше своего теоретического "равновесного" значения [7*-9*], которое соответствует полному статистическому вырождению. Линейная концентрационная зависимость, восстановленная по экспериментальным точкам [17],также свидетельствует о невырожденной статистике дырок. Отсутствие статистического вырождения связывается с разогревом носителей тока падающим ИК-излученигм. Об этом также свидетельствует обнаружение акустического плазмона в системе легких и тяжелых дырок (см.раздел 2.4).

2.3 О ГАУССОВСКОМ ВКЛАДЕ В СПЕКТРЫ КВАЗИУПРУГОГО РАССЕЯНИЯ

Спектр одпочастичного рассеяния для произвольного значения нарнмсфл сюлшю-вешш ц! рассчитан в работе [17] а аналитической форме. Доминирующими счшплнсь столкновения с примесями и оптическими фононами. Итоговое выражение для сечения рассеяния содержат сумму двух слагаемых. Первое слагаемое имеет диффузионный полюс, который приводит к выражению (5) с величиной Г0 т я'О. Второе слагаемое содержит гауссовскую асимптотику. Поэтому, при использовании стандартными программами обработки спектров наилучший результат должна дать программа, содержащая суперпозицию гауссовского и лоренцевского контуров.

На Рис.12 представлены результаты обработки спектра квазиуиругого рассеяния света

дня образца ^-GaAs чр = 9.0x10" см'3 при с' || | 011], cs || ] 01 1], демонстрирующие хорошее coi ласне зкенернметальных и юорегпческнх данных.

400

Рис. 12. Результаты разлож ении спектра квазиупругого рассеянии

света для образца p-GaAs с р

2.4. ОБНАРУЖЕНИЕ АКУСТИЧЕСКОГО ПЛАЗМОНА 8 р-в&кь

На Рис. 13, Ы приведены типичные низкотемпературные спектры квазиупругого рассеяния света для двух образцов р-ОлА$ ср = 3.0х10"и 9.0x10" см"1, при Г = 6 1С, при параллельных поляризациях тощающего и рассеянного света.

p-GaAs

17 -з

p=9.0v70 cm

ТО Т = 6К 271.51 - -е.

450

150

300 со, сп"1

О 150 300 .

Рис. 13, 14. Спектры квазиупругого рассеяния света для двух образцов p-GaAs с р = 9.0х1 о" и 1.9x1 о'" см3 , при Т = 6 К, при паралельных поляризациях падающего и рассеянного света, демонстрирующие обнаружение атустического плпзмона. Л, = 1.064 мкм.

Видно, что спектр одночастичных межзонных переходов, обозначенный как /А - М, не является доминирующей структурой. Бочее интенсивным оказывается спектр внутризонного рассеяния, формирующий квазиуппугое крыло спектра и узкий пик, который, мы интерпретируем как сигнал низкочастотного акустического плазменного колебания, происходящего на противофазных флуктуациях легких и тяжелых дырок. Отметим, что такая дополнительная полоса появляется только при низких температурах (Г = 6 К) и только в спектрах образцов с /»-типом проводимости. Кроме того, экспериментально установлено что положение этого пика возрастает по частоте с увеличением концентрации (Рис. 15) с соответствующим ростом интенсивности [21-27].

Для существования акустических плазмонов требуется приблизительно равное число легких и тяжелых частиц [1*]. Это условие, отнюдь, не выполнено в статистически равновесной системе тяжелых и легких дырок, поскольку

/ Л3"

А &

и концентрации дырокр^ в этом случае должны определяться их плотностями состояний на уровне Ферми, а следовательно, эффективными массами тяжелых и легких дырок

»'V

В работе [17] было показано, что при длине волны возбуждающего лазера Л, ~ 1.064 мкм, лежащей на растянутом коротковолновом краю инфракрасного поглощения в р-ОаА$, число фогоиндуцированных переходов дырок (Рис. 16) оказывается сопоставимым с числом обратных переходов лег кал - тяжелая дырка.

1 2 3 4 5 (Р'Ы

0

0.10

ар I

Рис. 15. Зависимость частоты акустического плазмона от концентрации дырок дня р-Са4ь. Сплошная пиния - теоретическая зависимость (¡4), точки - экспериментальные данные.

Рис. 16. Энергетическая схема переходов в подзоне, отщепленной спин-орбитальным взаимодействием, и подзонах легких и тяжелых дырок в р-СаА.? при возбуждении ИК-излучеппем лазера на алюмоиттриевом гранате, легированном неодимом, с длиной волны 1.064 мкм.

Рис. П. Стоксовы и анти-Стоксовы компоненты спектра квазиупругого рассеяния света для образца р-СаАз с р'-З.ОхЮ17 см'3 при Т"6 К при параллельных поляризациях падающего и рассеянного света. Я, - 1.064мкм.

Это означает, что имеет место внутренний фотоэффект. Поскольку прямой возврат назад из подзоны, отщепленной глин-орбигальным взаимодействием, а подзону тяжелых дырок запрещен условиями ортогональности их волновых функций < >=0, то

промежуточная подзона становится "узким горлом" для иосителй заряда и оказывается перенаселенной [26,27]. В результате такого перенаселения подзоны легких дырок общая дырочная функция распределения по энергиям становится существенно неравновесной. При этом, заселенности подзон лет ких и тяжелых дырок становятся сравнимыми, причем.

1.0

р-ваЛв

17 -3 р=30»10 его

-25 0 25 50 75

Р^иепсу гЫСт (сш-т)

соответствующие скорости Ферми чщ и наоборот, сильно различающимися: Таким образом, в результате разогрева в процесс рассеяния оказываются повлеченными две зоны с почти равными ллбтностями состояний.

Неравновесная температура дырок, определенная по отношению иитеисивиостей Стоксовых и анти-Стоксовых компонент спектров рассеяния света акустическими плозмонами, для образца р-СаАа с р « 1.3x10" см"3 оказалась равной 13 К, что выше температуры решепеч Т - б К.

Для описания спектров рассеяния света акустическими плазмонами для двухкомпонентной системы, описываемой одним временем релаксации г, в работе [24], Получено следующее выражение для коэффициента экстинкции света:

А ^-К)2^"^2^^' *Г г +\-ТУ , • (И>'

Л>сП лКтс ) Н [(,иг)'-й] +а<1'г)

При этом использована теория Ландау-Плачека [!0*]. и гидродинамическая теория флуктуации для газа легких и тяжелых дырок, с учетом взаимного превращения дырок к е режиме частых столкновений д!« 1.

В формуле (14) К(ш)= -ехр(-Й<и / Г)] - статистический множитель,

Гм*"Т1,{~ * безразмерные производные диэлектрической восприимчивости, е \&1и.)Т

^^а+Ч^-р"' (15)

есть частота акустического плазмона.

В формуле (15) г,/ - радиус экранирования в системе легких дырок, а^ - плазменная частота тяжелых дырок. Такой учет дисперсии кинетических коэффициентов дгет частотную зависимость для коэффициента экстинкции света, имеющую максимум на частоте акустического плазмона. Результаты расчета частоты акустическою плазмона для Параллельных поляризаций падающего и рассеянного света в зависимости от концентрации дырок показаны на Рис. 15 сплошной линией. Обнаруженная кспериментальная зависимость частоты акустического плазмона от концентрации дырок, представленная на Рис. 15 темными кружками, хорошо описывается теоретической зависимостью [27].

Таким образом, полученные данные убедительно демонстрируют экспериментальное обнаружение акусгичеких плазменных колебаний в двухкомпонентной плазме газа легких и тяжелых дырок.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В настоящей работе на основе разработанной методики регистрации спектров неупругого рассеяния света в ближней ИК-области спектра обнаружен ряд принципиально новых фундаментальных эффектов к накоплен значительный объем важной информации. Установлены основные закономерности электрон-электронных взаимодействий и различных флуктуаций электронного и дырочного газа, проявляющиеся в процессе квазиупругого электронного (дырочного) рассеяния света.

На примере кристаллов p-GnAs введена новая модель многокомпонентной плазмы, удобная для исследования ее основных закономерностей и обнаружено .новое элементарное возбуждение - акустический плазмон.

Достигнута ясность в понимании влияния как внутренних, так и внешних факторов, таких как температура, волновой вектор возбуждения, степень и химический тип легирования.

Во многих случаях экспериментальные исследования стимулировали дальнейшее теоретическое развитие изучаемых процессов, и в результате достигалось их полное качественное и количественное описание.

Основные результаты и выводы работы:

1. Разработана методика регистрации спектров неупругого рассеяния света в ближней ИК-области и создана установка, позволяющая регистрировать спектры квазиупругого рассеяния света в области низких частот.

2. Обнаружено, что в области низких концентраций и S 10|5см'3, когда выполняется условие редких столкновений ql » 1, спектры неэкрапируемого квазнупругого электронного рассеяния света имеют форму гауссовских кривых, характерную длч бесстолкковительной классической плазмы. Установлено,' что ширина линии такого электронного рассеяния и абсолютная интегральная интенсивность линейно зависят от концентрации свободных носителей. Показано, что такое уширение гауссовских контуров обусловлено тем, что носители тека испытывают столкновения с крупномасштабным примесным потенциалом.

3. Установлено, что в области высоких концентраций п >î.Ох 1016см"3, когда начинает выполняться условие частых столкновений ql « 1, квазиупругое электронное рассеяние света на свободных носителях флуктуаццями электронной плотности оказывается подавленным эффектами экранирования. По при этом проявляются другие механизмы рассеяния, связанные с многокомпонентным характером плазмы. Обнаружена перестройка гауссовских контуров в лоренцевские по мере роста концентрации, причем ширины контуров оказываются различными для различных механизмов рассеяния.

4. Для диапазона концентраций от 4.2x1016 до 3.6x1017 см "3 спектры квазнупругого электронного рассеяния света для скрещенных поляризаций падающего и рассеянного света (е' X cs) демонстрируют уменьшение ширины линии лорснцсиских контуров с увеличением концентрации. Показано, что такое диффузионное сужение спектральных линий обусловленно сшш-орбнтальным взаимодействием и связано с флуктуацнямн

спиновой плотности. Установлено, что механизм такого рассеяния определяется антисимметричной частью тензора электронной восприимчивости и обусловлен относительной флуктуацией числа частиц в различных спиновых подзонах.

5. Обнаружено, что с дальнейшим ростом концентрации электронов спектры электронного рассеяния существенно уширяются, сохраняя лоренцевскую форму. Показано, что спаковое расщепление проявляет себя во внутриподзонном рассеянии флуктуацнями спиновой плотности, при. этом сечение рассеяния света принимает релаксационную форму.

6. Исследована температурная зависимость абсолютной интенсивности и ширины линии квазиупругого электронного рассеяния света в полупроводниках с «-типом роводимости в интервале температур 6-300 К при параллельных и скрещенных поляризациях падающего и рассеянного света . Показано, что непараболнчность электронного зонного спектра в прямозонных полупроводниках может приводить при (е' || е4) к новому механизму незкранируемого рассеяния, а именно, к рассеянию на флуктуацяях энергии. Обнаружено рассеяние флуктуациями среднего электронного импульса в области гелиевых температур, когда флуктуации энергии вымораживаются. Установлено, что ширины линий определяются обратными временами релаксации тех флуктуации, на которых происходит рассеяние, т.е. флуктуаций спина, второй сферической гармоники импульсного распределения, энергии. Для кристаллов и-1пР получено характерное время взаимодействия с оптическими фононамн ? = 0.06 пс, что вдвое больше, чем для кристаллов п-СаА&.

7. Исследована температурная зависимость абсолютной интенсивности и ширины линии квазиупругого рассеяния в полупроводниках с /7-типом проводимости. Установлено, что температурная зависимость сечения квазиупругого рассеяния света на свободных дырках оказывается существенно более слабой, чем та, которая былз обнаруже.ча для материалов с п-типом проводимости. Показано, что при параллельных поляризациях падающего и рассеянного света вклад в сечение квазиупругого электронного рассеяния света дают два механизма, обусловленные флуктуациями спиновой плотности и флуктуациями импульса и при Т - 6 К экспериментально зафиксированное сечение рассеяния оказывается з -30 раз больше своего теоретического "равновесного" значения, которое . соответствует полному статистическому вырождению. Обнаруженная линейная концентрационная зависимость интенсивности рассеяния также свидетельствует о невырожденной статистике дырок. Отсутствие статистического вырождения связывается с разогревом носителей тока падающим ИК-излучением.

8. Показано, что для спектра одночастичного рассеяния для произвольного значения параметра столкновений ql при использовании стандартных программ обработки спектров наилучший результат дает программа, содержащая суперпозицию двух слагаемых. Первое слагаемое имеет диффузионный полюс, который приводит к лоренцсвкому контуру с полушириной Г0 = . Второе слагаемое содержит гауссовскую асимптотику. Результаты обработки спектра квазиупругого рассеяния

света для образцар-ваАБ с р = 9.0х1017 см"3 при е' || [ 011], е51| I 011 ], демонстрируют хорошее согласие экспериментальных и теоретических данных.

9. В низкотемпературных спектрах квазиупругого рассеяния света для образцов р-GaAs в диапазоне концентраций р - 1.5x10" + 1.9x10й см"3 при Т « б К и при параллельных поляризациях падающего и рассеянного света установлено, что спектр одночастичных межзонных переходов Ih - hh не является доминирующей структурой. Найдено, что более интенсивным оказывается спектр внутризониого рассеяния, формирующий квазмулругое крыло спектра и узкий пик, который, как показано, демонстрирует первое экспериментальное обнаружение низкочастотного акустического плазменного колебания, происходящего на противофазных флуктуациях легких и тяжелых дырок. Показано, что такая дополнительная полоса появляется только при низких температурах (Г « б К ) и только в спектрах образцов с /»-типом проводимости. Кроме того,экспериментально обнаружено, что положение этого пика возрастает по частоте с увеличением концентрации с соответствующим ростом интенсивности.

10. Показано, что при ПК-возбуждении на растянутом коротковолновом краю поглощения в p-GaAs число фотоиндуцированных переходов дырок оказывается сопоставимым с числом обратных переходов легкая - тяжелая дырка,что указывает на наличие внутреннего фотоэффекта. Установлено, что промежуточная подзона становится "узким горлом" для носителей заряда и оказывается перенаселенной, в результате чего заселенности подзон легких и тяжелых дырок становятся сравнимыми. Наличие разогрева убедительно доказано экспериментальным обнаружением антистоксовых компонент спеюров рассеяния света акустическими плазмонамн. Неравновесная температура дырок, определенная для образца//-GaAs с р ~ 1.3x1017 см"1 оказалось равной 13 К npit температуре решетки Т - 6 К.

11. Показано, что обнаруженная экспериментальная зависимость частоты акустического плазмона от концентрации дырок хорошо описывается выражением для коэффициента экстинкции света, полученным для двухкемпонентной системы, описываемой единым временем релаксации с использованием теории Ландау-Плачека и гидродинамической теории флуктуации для газа легких и тяжелых дырок, с учетом взаимного превращения дырок и в режиме частых столкновений ijl« 1.

Полученные результаты значительно расширяют существующие представления о фундаментальных свойствах электрон-электронного взаимодействия в полупроводниковых материалах, имеющих важное значение для современной микроэлектроники, и создают метрологическую основу для разработки неразрушагощих и бесконтактных методов локального определения их основных технологических параметров.

Основные результаты работы опубликованы в следующих работах:

1; Б.Х Байрамов, В.А. Войтенко, И.П. Инатова, A.B. Субашиев, В.В Топоров, Э. Яне "Рассеяние света свободными носителями в 1пР и Ga^liti xP", ФТТ, 28, 754-761, ¡986.

2 Б.Х Байрамов, В.А. Войтенко, И.П. Ипатова, ВВ. Топоров, "Рассеяние счета скобочными м'ктронаии в полунровоОниках ", Препринт ФТИ, 1986, No 1191, 1-38.

3. B.H. Bairarnov, I P. Ipatova, V.V, Toporov, G. Irmer. I. Monecke, and E. Jahnen 1С Nanfc-karinen, T. Tuomi, "Inelastic light scattering by free carriers aivl bound tlectfon-phanon excitations in HI-V seriliconductors". Proa, of 18-th Intern. ConC on Phya of semiconductors; Stockholm, ed. by O. Engstrom, WS, Singapore, 1987, p.1701-1704.

4. B.H. Bairarnov, LP. Ipatova, V.V. Toporov, G- Inner, i. Monecfce, and E. Jahnen К. Naukkarinen, Т. Tuomi, *Theoretical and experimental study of Ramarr scattering and infrared reflectivity in inaium phosphide Phys. Rev. 1988, B38,5722-5725.

5. Б.Х Еайрамов, В А Войгеяко, И.Л. Ипатова, B.B. Топоров; Л.В. У пот,"Электронное рассеяние света в патупроводняхах'ХЗаюпные результаты научной деятельности ФТИ им. А.Ф. Иоффе АН СССР (лучшиеработы апапшгута)„ 198$, а 9 Г-9Х

6. Б.Х Байрамов, В. А Войтенко, И П. Ипатова; ВВ. Топоров?, "Рассеяние света-свободными электронами а связанными- фоноп-тазмонными колебаниями в фосфиде индия и твердых растворах галяий-индий-фосфор". (обзор} w книге: "Фосфид индия в

полупроводниковой электронике", под ред. СИ. Радауцяна, Кишинев, Штиинца, 1933;. с.235-250.

7. B.H. Bairarnov, VA Voitenko, I P. Ipatova, V. V.. Toporov, "Quasielastic Raman scattering: of light front electrons in semiconductors with nonparaholic dispersion ofenerqy Bands", (invited talk J, in: "Recent trends iir Raman spectroscopy". Proc of the Iment ConC held inconnection with Celebiatioa of Birth Centenary of С V. Raman aroi Diamond1 Jubilee of the Discovery of Raman effects, 1988, Calcutta. CB. Baneifee und S.S.. Ths cds. Wo.id Scientific,. Singapore, 1939, pJ 86.

8. B.H. Bairarnov, V.A. Voitenko, Г.Р1 Ipatova , V.V, Toporov, "Inelastic light scattering by phonan and free electron excitations' in semiconductors with попрагаЬоПс dispersion- of energy bands". Proc. of the Therd Intern-. ConC on Phoncn Physic-),. Heidelberg, 1439^ p.T93-795.

9. B.H. Bairarnov, V.A.Voitenko,. IP. Ipatova , V.V. Toporov; J. Morecke; W. Cordts, G Irmer, "Electronic Human Scattering of Light in III-VSemiconductors"„ Proc. of the Twelfth Intern. On Raman spectroscopy, Columbia; South Carolina; USA, ed. by J.R Durig and IF. Sillivan. World Scientific, New York,,. 1990, P.418--4 №..

10. B.H. Bairarnov, V.V. Toporov, С Kisielovsfcy-KemmerlicFi,. "High-resolution-inelastic: light scattering spectroscopy of plastically deformed GaP ang GaAs 20л' intern: ConC on the Physics of Semiconductors, Thessaloniki, Greece;, eds. E.N', Anastassakis,, I.D. Janopoulos,. World Scientific;Singapore, 1990, p:I45I-I45-f.

1!. B.H. Bairarnov, V. A Voitenko, IP: Ipatova; „ V.V Toporov,, X. Monecke,. Gl Irmer,, "Civn-acteriiation of III-V Compounds: By- Quasi-elastic: Electronic scattering', of Light-',. Anaüticai Tecfiniques for the. Characterization: of Compoundl Semiconductors; Proc: Symp, о С European Maieriat Research Society- ConfT,, Strasbourg-,, France; eds: G:. Bastard) and! HI Oppolzer, North-Hclland; Amsterdam, 2Г„199Г, p;300-303;

12. B.H. Bairamov, V.V. Toporov, J. Moneckc, G. Irmer, "Inelastic Light Scattering Characterization of Epitaxialy Grown 111-V Semiconductor Microstructures." Super/aitices and Microstructures, 9,363-365,1991.

13. B.H. Bairamov, V.A.Voiien!co, l.P.Jpatova , V.V. Toporov, "Quasielatic Electronic Scattering of Light in Semiconductors at Low Concentrations of Free Crrieers", In: Laser Optics of Condensed Matter", v.2, The Physics of Optical Phenomena and Their Use as Probes of Malier, eds. E. Garmire, A.A. Maradadin, and K.K. Rebane, Plenum Press, New York, 1991, p.27-32.

14. G. Irmer, W. Siegel, G. Kutihel, J. Monecke, P.M. Yasuoka, B.H. Bairamov, and V.V. Toporov, "Determination of the Hole Concentration and Mobility of p-CaP by Hall and Raman Measurements", Semicond. Sei. Technol., 6, 1072-1077, 1991.

15. G. Irmer, J. Monecke, W. Siegel, G. Kuhnel, B.H. Bairamov, and V.V. Toporov, "Raman Scattering in p-type GaAs: Contribution of Heavy and Light holes to the LO-Phonon-Plasmon-Modes", W. Keifer, M. Cardona, G. Schaack, F.W. Schneider, and Schroter, eds. Proc. XHlth Intern. Conf. on Raman Spectroscopy, Wurzburg, John Wiley & Sons, New York, 1992, 833-842.

16. Б.Х Байрамов, В.А. Войтенко, И.П. Платова, B.K. Негодуйте, B.B. Топоров, "Температурная зависимость поперечного квазиупругого рассеяния света в полупроводниковых соединениях А3})1 п- и р-типа", 1 Российская конференция по физике полупроводников,Тезисы докладов, Нижний Новгород, 2, 1993, р. 211-212.

17. Б.Х Байрамов, В.А. Войтенко, И.П. Илатова, В.К. Негодуйте, В.В. Топоров, "Температурная зависимость сечения рассеяния света носителями тока. Обнаружение акустического тазмона", (обзор), ФТП, 1994,28,913-936.

18. О. Paetzoldt, G. Irmer, J. Monecke, V. V. Toporov, and B.H. Bairamov, "Quasielastic Raman Scattering in n-type GaAs",, Semicond. Sei. Technol., 1994,9,81-86.

19. B.H. Bairamov, V.A. Voitenko, V.K. Negoduyko, V.V. Toporov, G. Irmer, and J. Monecke, "Near Infrared Quasielastic Light Scattering Spectroscopy of Electronic Excitations in lll-V Compounds", Proc.- of the Twentieth Inter. Symp. on Gallium Arsenide and Related Compounds, ed. by H.S. Ruprecht and G. Weiman eds., Freiburg, Germany, Inst, of Physics Conference Series, No. 136, Institute of Physics Publ., Bristol, Philadelphia, 1994, p. 767-771.

20. B.H. Bairamov, V.A. Voitenko, l.P. lpatova, V.K. Negoduyko, and V.V. Toporov, "Discriminative Temperature Dependencies of Differential light-scattering Cross-Sections from an Electron Gas in Semiconductors with a Nonparabolic Dispersion of Energy Bands", Phys. Rev. 1994, В 50, 14923-14931.

21. B.H. Bairamov, V.A. Voitenko, V.V. Toporov, "Observation of Acoustic Plasma Waves by Raman Scattering Technique", Proc. XlVth Intern. Conf. on Raman Spectroscopy, Nay-Tang-Yu eds., Hon Kong, World Scientific, Singapore, add. vol., 1994, p. 369-373.

22. B.H. Bairamov, V.A. Voitenko, V.K. Negoduyko, and V.V. lopomv, "Near Infrared Quasi-elastic Light Scattering Spectroscopy of Electronic Excitations in III-V Semiconductors", Materials Science Forum. 1995,173-174,203-206.

23. B.H. Bairaipov, V.A. Voitenko, I.P. Ipatova, V.K. Negoduyko, V.V. Topcrov, G. Itmer, and J. Monecke, "Near Infrared Inelastic Electronic Light Scattering Spectroscopy of High-Efficiency Solar Cells Device Structures Based on III-V Compounds", Proc. of the First World Conference on Photovoltaic Energy Conversion, Waikoloa, Hawaii, IEEE, Piscatway, 1995, p. 1822-1886.

24. B.H. Bairamov, V.A Voitenko, V.K. Negoduyko, V.V. Toporov, "Forbidden Raman Scattering from Acoustic Plasma Waves in p-type III-V Semiconductor Compounds", Low Temp. Physics, 1995,99, 12).

25. B.H. Bairamov, V.A. Voitenko, V.K. Negoduyko and V.V. Toporov,- "Near Infrared Quasi-elastic Light Scattering Spectroscopy of Electronic Excitations in III-V Semiconductors", Proc. of Intern. Conf on Laser Processing end Characterization of Semiconductors, Stuttgart, H Brieger, H Dittrich, M KJose, H W Schock, and J Werner eds, Trans. Tech. Publication-

1995, p. 203-206.

26. B.H. Bairamov, V.A. Voitenko, V.V. Negoduyko, V.V. Toporov, G. Irmer, J. Monecke, "Observation of Acoustic Plasma Oscillations in p-GaAs Associated with Intervolcnce Hand Photoeffect", Proc. of the 23-rd Intern. Conf. on Physics of Semiconductors, Berlin, eds. M. Scheffler and R. Zimmetuann, World Scientific, Singapore, 1996, p. 269-272.

27. B.H. Bairamov, V.A. Voitenko, V.V. Negoduyko, V.V. Toporov, B.P. Zaslwrcheiiya, G. Inner, J. Monecke, "Experimental Obstrvation of Acoustic Plasma Oscillations in p-GaAs Associated with Intervalence Band-Photoeffect", (accepted to publication in the Proc. of the 23-rd Intern. Symposium on Compound Semiconductors, St. Petersburg, September 23-27,

1996, will be published in the Institute of Physics Conference Series, Bristol).

28

Цитированная литература

1*. D. Pines, Elementary Excitations vi Sohds, (Benjamin, New York), 1963.

2*. A.Pinzuk,J Shach,andP-A.Wolf,1,47, 1487. '

3 *. E. Bumstrin, M. Cardona, D. J. Lockwood, A Pinczuk, and J. F. Young, in. Light Scattering in Semiconductor Stucturcs and Superlattices, Vol. 273 of NATO Advanced Study institute. Scries B: Physics, ed. by D J. Lockwood and J. F. Young (Plenum, New York, 1991), p.l.

4*. A. Pinczuk and G. Abxtreiler, in: Light Scattering in Solids V, ed. by M. Cardona and " G. Gutheiuodl, Topics in Applied Physics Vol, 66 (Sponger-Verlag, Berlin, 1939), p. 153.

5*. Ell Шкловский, АЛ. Эфрос. Электронные свойства легированных полупроводников. М. Наука, 1979.

Ь*. IJt Disks, Pfyzftev., 1953,89,471

7*. I P. Xpatova, AV. SubasKev, V. A Voitenko. SolState. Сотмип. 1981,37, 893. 8*. В. А Войтснко, Ш1 Платова, AB. Субашиев, Письма ЖЭТФ, J983,37,334. 9*. В А Войтенко, ФТТ, 3 989,33,3064.

10*. Л. Д. Ландау, Е.М. Лифшид. Электродинамика сплошных сред. Наука, Москва, 1982. 11 *. D.C. Kim, Р,Y. Yu, Phys. Jtev.. 1991,43В, 4158.

12*. D. Schneider, К. Fricke, J. Schulz, G. Inner, and Л1 Wenzel, Proc. of the 23-rd Intern. Conf. on Physics of Semiconductors, ВеЛ.% eds. Л1 Scheffler and R. Zimmermann, World Scientific, Singapore, 1996, p. 221.