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

1 I "

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 физико-математических наук, профессор Рудь Ю. В.

Ведущая организация: Санкт-Петербургский

институт точной механики и оптики (Технический университет)

Защита состоится &о\ 03 _ 1997 г. в /^часов на заседании диссертационного совета К 003.23.02 при Физнко-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.

/9- ол

Ученый секретарь ,

диссертационного Г, <1

совета К 093.23.02 С-^с^^ кандидат физ.-мат. наук ' " С.И.Баходдин

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Среди большого разнообразия различных -элементарных во?буж-дений в твердых телах наиболее важная роль принадлежит фононам и электронам (дыркам), поскольку важнейшие оптические л электрические характеристик» полупроводниковых материалов и возможное™ их практического применения в твердотельном микроэлектронике в значительной мере определяются процессами электрон-фононного взаимодействия. Поэтому одновременное исследование фононных и электронных состояний явллется одним из актуальных направлений физики твердого тела.

Наиболее полная информация об электрон-фонопной системе может бьпь получена с помощью лазерной спекроскопии 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 н коллективными возбуждениями (плчзмонами) в основном ограничены областью сильного поглощения исследуемых кристаллов, когда энергия квантов возбуждающего излучения Йа> Еь - энергии, соответствующей краю собственного поглощения. При этом возникают эффекты пространственной дисперсии и появляется фон горячей люминесценции, что не позволяет получать спектры квазиупругого электронного рассеяния света в наиболее интересной области низких частот и, кроме того, существенно усложняет установление строгих количественных закономерностей.

Цель работы состояла в разработке методики и создании установки для регистрации спектров квазиупругого электронного рг.ссеяния света на свободных носителях в ближней ИК-облаити спектра с Ьа>, < £„, в изучении фундаментальных свойств и установлении основных закономерностей флуктуаций электронного (дырочного) газа, проявляющихся в процессе рассеяния света.

Объекты исследования. В качестве объектов исследования были выбраны полупроводниковые кристаллы группы А3 В' ( 1пР, 1пяОа|.,,Р, ваАБ) и А2 В6 (Сс!Те) п- и /мина проводимости, легированные в широком диапазоне концентраций свободных носителей от ~1.0хЮ8 до ~].0х]0" см '3 . 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 (5п, Те), акцепторными (С, и

изоэлектрониыми примесями (Ре). Выбор исследуемых материалов определялся прежде всего особенностями их зонной структуры, благоприятствующими возникновению и существованию различных типов флуктуаций 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 све]а в ближней ИК-областн спектра Введена новая модель многокомпонентной чдазмы, 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 проявления различных механизмов элентрон-фононного и электрон-электронного (дырочного) взаимодействий и влияния как внутренних, так и внешних факторов, таких как температура энергия и волновой вектор возбуждения, степень легирования, химический ran легирующих примесей.

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

Достоверность полученных результатов в первую очередь определяется тщательным дополнительным охарактеризованием большою набора исследуемых образцов с помощью вспомогательных и независимых комплексных исследований, таких как, люминесценции, ИК-стражения, рентгеноспектрального анализа, элекгропроводности 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, P.Y.Yu, [11*], Калифорнийский университет, ъеркли, США; G. Irmer, [12*], Институт теоретической физики, Фрейберг, ФРГ.

Научная ценность и практическая значимость рабогы 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, спина, импульса и энергии электронов, флуктуация ми 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 облзсти низких частот, близких к возбуждающей линии лазера.

2. Ь области низких концентраций свободных носителей и £ 10|3см'3 спектры незкранируемого квазиупругого электронного рассеяния света имеют форму гауссовских кривых, характерную для бесстолкновительной классической плазмы, а отличия, проявляющиеся в появлении концентрационногоуширения гауссовских кон-; туров, обусловлены тем, что носители тока испытывают столкновения лишь с крупномасштабным примесным потенциалом.

3. Перестройка гауссовских контуров в лоренцевские по . мере роста концентрации обусловлена началом выполнения условия частых столкновений, причем ширины контуров оказываются различными для различных механизмов рассеяния. Сужение лоренцевских контуров гри дальнейшем увеличении концентрации носителей тога до «3.6x10" см 0 обусловлено в материалах с непараболическим законом дисперсии зонного спектра диффузионным механизмом рассасывания флуктуации спиновой плотности. В диапазоне концентраций от 3.6x19" до 1.0* 1С1' см уширенис

лоренцевских контуров обусловлено релаксационным механизмом рассасымнич флуктуации спиновой плотности.

4. В полупроводниках с «-типом проводимости абсолютная интенсивности, квазиупрукчо электронного рассеяния слета на свободных носителях резко спадает при уменьшении температуры по линейному закону при скрещенных поляризациях пздающо о и рассеянного света для механизма рассеяния света, обусловленного флуктуапнями спиновой плотности, и по кубическому заимту при параллельных поляризациях падающего и рассеянного света, демонстрируя рассеяние спета флуктуациямн импульса в области гелиевых температур, когда флуктуации энер| и и вымораживаю гея

5. Спектры одночастичмого рассеянна содержа* суперпозицию двух слагаемых, первое из которых имеет диффузионный полюс, приводящий к лорекцеаскому кожуру, а второе слагаемое содержит гауссовскую асимптотику.

6. Кристаллы р-ОаМ 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 квазиунругого 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 ИК-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-иэлучения Возникновение и существование обнаруженного нового элементарного возбуждения - акустическою плазмона в системе легких и тяжелых дырок в /ьСаАз связано с разогревшими эффектами.

9. При ИК-возбуждении на растянутом коротковолновом краю поглощения в р-СаЛБ число фотоиндунированных 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 резулыа!е чею заселенности подзон легких и тяжелых дырок становятся сравнимыми Наличие разогрева убедительно доказывается экспериментальным обнаружением антистоксовых компонент спектров рассеяния света акустическими плазмонами, и определенное значение температуры дырок превышает температуру решетки.

10. Экспериментальная зависимость частоты акустического плазмона ог кошки фации дырок в режиме частых столкновений хорошо описывается гидродинамической теорией флуктуации для газа легких и тяжелых дырок, с учетом шаимного превращения дырок.

■Апробация рабсты. Основные результаты исследований докладывались на:

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

- XIX Международной конференции по физике полупроводников, Стокгольм,! 988 г.,

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

- Ш Международной конференции по физике фонондв и VI Международной конференции по фонинному рассеянию в твердых телах, Гейдельберг, ФРГ, 1988 г.,

- Международной юбилейной конференции, посвященной 100-летию рождения С. В. Рзмаиа и 60- летаю открыла» эффекта Рамана, Калькутта, Индия, 1988 г. (приглашенный доклад),

- IV Американско-советском симпозиуме по лазерной оптике твердого тела, Ленинград, 1990 г, 1

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

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

- XII Международной конференции по спектроскопии комбинационного рассеяния света, Колумбия, Южная Каролина, США, 1990 г.(приглашенный доклад),

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

- X1U Международен 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 симпозиуме по арсениду галлия и родственным соединениям, Фрейбург, ФРГ, 1993 г.,

- XIV Международен 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 охарактсризованию полупроводников, Штутггарт, ФРГ, 1995 г.,

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

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

а также на научных семинарах в ФТИ, ГОИ, ФИАН, ИОФАН, ИСАИ и ИФТТ.

ny&3WiSUUtL Основные результаты исследований по теме диссертации опубликованы в

27 печатные работах.

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

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

юм 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 колебаиийП*]. Во всех paiito. выполненных экспериментальных работах в твердых телах, независимо от способа создания плазмы, исследовались лишь высокочастотные оптические плазменные колебания.

Наиболее изученной многокомпонентной полупроводниковом плазмой является плотная электрон-дырочная /иазлад,создаваемая путем фаговозбуждетшя, 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 лазеры с энергией фотонов ho>, в диапазоне 1.5- 1.9 эВ, близкой к резонансу с

краем фундаментального поглощения Ео, Ео + / , где âo - энергия спин-орбитального взаимодействия, или с различными экситонными уровнями размерного квантования. Такие условия возбуждения обеспечивают значительное резонансное усиление интенсивности рассеяния и, казалось быдолжны существенно облегчать регистрацию слабых световых потоков квазиупругого электронного рассеяния света. Однако, до сих пор известна лишь одна попытка экспериментально зарегистрировать акустические плазменные колебания в электрон-дырочкой плазме [2*]. Такая ситуация связана с тем, что одновременное появление горячен 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 концентрации, только при низких (гелиевых) темпераlypax н только при скрещенных поляризациях падаюшего и рассеянного света Нппее тою, при таком возбуждении не удавалось выполнять температурно-зависящие измерения Последнее, как будет показано ниже, является существенным для обнаружения новых механизмов электронного рассеяния света на различных флуетуациях свободных носителей

Мы расширили диапазон возбуждающих линий в ближнюю ПК-область спектра Нами разработана методика регистрации спектров квазиупругого электронного рассеяния света при нерезонансном возбуждении полупроводниковых материалов с использованием усовершенствованного нами высокостабильного лазера непрерывного действия па алюмоиттриевом гранате,легированном неодимом с длиной волн; i 1 064 мкм и haï, < Е0,

а также схемы счета фотонов. Отсутствие горячей люминесценции при таком во »буж-дении позволило выполнить важные дискриминирующие поляризационные исследования, включая параллельные и скрещенные поляризации падающего и рассеянного света и температурно-зависяшие измерения абсолютной интенсивности и спзктральных полуширин линий квазпупругого электронного рассеяния света в широком диапазоне концентраций, как в полупроводниках с п- так и с р-типом проводимости [I-27J Мп предложили новую моделыгую систему, пригодную для исследования широкого Kpyia явлений в многокомпонентной плазме, а именно, двухкомпоненшую плазму и кристаллахp-GaAs,и продемонстрировали первое экспериментальное наблюдение попою элементарного возбуждения - акустического плазмоиа в системе лпыи и тяжелых дырок[17,21, 23, 24,26,27].

I. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ОБНАРУЖЕНИЕ И ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ КВАЗИУЛРУГОГО 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 ь.альгх значениях переданных волновых векторов q:

4">«1, (1)

где г, - радиус экранирования электронов.

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

(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 многодолинноя зонной структуры, непараболичности. 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-лиия 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 [I - 9,1*-4*].

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

I.?. РАССЕЯНИЕ СВЕТА ОДНОЧАСТИЧНЫМИ ВОЗБУЖДЕНИЯМИ В ОБЛАСТИ НИЗКИХ КОНЦЕНТРАЦИЙ (п 5 10|5см'3)

Впервые квазиупругое электронное рассеяние света на свободных носителях в области низких концентраций п < 1015см"3 , когда выполняется условие редких столкновений (2), было обнаружено в кристаллах и-1пР и /;-1п /За.^Р [1 - 9].

Из спектров, приведенных на Рис, I, для кристаллов н-1пР при параллельных поляризациях падающего и рассеянного с вел а и при комнатной температуре видно, что с

понижением концентрации свободных постелей абсолютная ин>е1 ральчнч интенсивность такого рассеяния (сплошная линия) падает, и в спектре изолирующего образца н-!пР с п = ) 0x10® см'3 в низкочастотной области спектра остаются только чеши выраженные полосы при 29 и 37 снл,(Рис. 3). Исследования температурной таниснмосмт этих полос, а также анализ дисперсионных кривых и правил отбора показали, чю они соответствуют решеточному двухфононному рассеянию света разнос! 11011 комбинацией продольных и поперечных оптических фононов, соответствующих точкам К и I зоны Бриллюэна фосфида индия.

1дп

Рис. I. Экспериментальные спектры квазиупругого эчектронюп> рассеянии счета на свободных носителях в кристчииа п-1пР в диапазоне низких концентраций). А, 1.061 мим и Т-ЗООК. Снюшные линии электронного рассеянии получены путем вычитании из наблюдаемых спектров решеточного вклада от днухфононного рассеянии. ¡'очки -гауссоискис контуры,рассчитанные по формуле (3).

Рис. 2. Зависимость ширины линии квазиупругого электронного рассеяния спета от концентрации свободных носителей в п-1пР в области низких концентраций. < 'тошная линия - теоретическая зависимость, построенная по точкам, полученным ттем численного интегрирования выражения (3), темные точки - зкепе/нтентшьные данные. М ~ ¡.06-1 мкм и Г - 300К,

Учитывая, что движение электрона в поле флуктуацнонного потенциала происходит под действием случайных сил [5*], а работе 17] было получено следующее окончательное выражение для поперечного сечения квазиунруюго рассеяния света на флуюуинняч электронной плотности:

I¡ш ¡/а:

пУ

т*с

(е' с*)1 |~-аш^ехр

('/М'И

2 ■!«>*'

(3)

где уг - 2 Г/т* - тепловая скорость электронов, - среднеквадратичная фл\и\ацик химического потенциала и случайных сил [5*]

Если пренебречь флукгуацнимп примосното ио1енпн,1<|«, то ннкч рироканне ни / приводит к хорошо известному гауссоискому контуру для не.<крдпнр\смо| о > текIрот 101 о рассеяния света;

= nyf—-e5)1—exp--i—I', (4)

dcodO. ' qvT \qvTJ ' W

с шириной Го = qvr , хаоактерной для флуктуаций зарядовой плотности бесстолкновот'ельной классической плазмы.

1.0

э d w

0.5

0

-150 0 150 300 ы (cm)"1

Рис. 3. Стоксова компонента спектра комбинационного рассеяния света изолирующего образца >}-1пР с п = 1. 0x1 С? см'3. А, - 1.064 мкм иТ - 300 К.

Очевидно, что поперечное сечение (3) отражает распределение электронов по скоростям и зависит от потенциала р<>, а следовательно, и от коиценрации л.

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

Таким образом, обнаруженные отличия, проявляющиеся в появлении концентрационного уширения rayocQBCKiix контуров, обусловлены тем, что носители тока испытывают столкновения с крупномасштабным примесным потенциалом. Рис.1 и Рис. 2 демонстрируют хорошее согласие экспериментальных и расчетных даьных, полученных по формуле (3). Эти выводы впоследствии были подтверждены для кристаллов л-CdTe и л-GaAsfiO].

1.3. КОНЦЕНТРАЦИОННОЕ СУЖЕНИЕ И У11ШРЕНИЕ ЛОРЕНЦЕВСКИХ КОНТУРОВ ЭЛЕКТРОННОГО РАССЕЯНИЯ СВЕТА, ОБУСЛОВЛЕННОГО ФЛУКТУАЦИЯМИ СПИНОВОЙ ПЛОТНОСТИ В ОБЛАСТИ ВЫСОКИХ КОНЦЕНТРАЦИЙ (н > 10'W)

Установлено,' что в области высоких концентраций п >1.0x1016см"3, когда начинает выполняться условие частых столкновений ql « 1, где / - длина свободного пробега электрона по отношению к взаимодействию с оптическими фононами, квазиупругое электронное рассеяние света на свободных носителях флукт/ациями электронной

n-InP

л_' | ' I ■ ' '_I_' '

плотности оказывается подавленным эффектами экранирования. Но при згом проявляются другие механизмы рассеяния, связанные с многокомпонентным характером плазмы. При этом обнаружена перестройка raycconcKtrx контуров в лоренневские по мере роста концентрации, причем ширины контуров оказываются различными для ргнличных • механизмов рассеяния. Для диапазона концентрации от 4.2x10'" до 3 б» )ü"c..iспектры кьазиупругого электронного рассеяния света для скрещенных поляризаций падающего н рассеянного света (Рис. 4) демонстрируют уменьшение ширины линии таких лорениев-ских контуров с увеличением концентрации [И -17].

Л работе [17] было показано, что экспериментальные' спектры квазнупругого электронного рассеяния света на. свободных носителях в материалах /мина проводимости в указанном диапазоне высоких концентраций описываются контурами вида

d7Z Той г г_

dio со1 + Г1 • ()

где Г - экспериментальный параметр когпура, характеризующий затухание. Абсолютная интенсивность рассеяния света определяется среднеквадратичными флуктуацнями тон величины, на которой происходит рассеяние света.

Рис. 4. Спектры квазиупругого зле тронного риесениия саепш флуктуациями спиновой плотности в кристаллах n-I/iP, иллюстрирующие сужение наблюдаемой тиши

с ростом концентрации, (е 1. с5). Л, I . ()(>■! мкм ti Т--300К.

Рис. 5. То же, что и на Рис. 4, но для сильнилегироваииых обран/ов п-1пР. Эти спектры иллюстрируютуширеиие наблюдаемой линии сростом ктщентриции.

Л пленке сужения спектральных линий излучения с ростом концентрации атомов наблюдаюсь ранее в газах (чффект Дике) [6*]. Оно происходит при условии, когда длина свободного пробега атома в rase меньше длчш.1 полны излучения, т с вынппнмется условие частых сюлкновшнй При этом пролетал длина волны аюма злченяегсч .т.тннон свободного пробега. Это приводит к диффузионному механизму сужения систральимч линии Такое рассеяние, обусловленное егшн-орбшальным взанмодеГ.авием. rumano с флукгуациями спинонои млопшеги и активно п|>п скрещенных гкитризациях плдаымич о и рассеянного света (е' X es). Механизм такого рассеяния определяется ашнеиммегрич-

но» частно тензора электронной восприимчивости и обусловлен относительной флуктуацией числа частиц в различных спиновых подзонах.

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

с полушириной ч1!), где I) - 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 О убывает с ростом п в рассматриваемом диапазоне, то наблюдаемые лорепцевские контуры испытывают сужение с ростом концентрации (Рис. 4).

С дальнейшим ростом концентрации электронов спектры квазиупругого электронного рассеяния света на свободных носителях , сохраняя лоренцевскую 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 внутрнподюнном рассеянии флуктуациями спиновой плотности, при этом сечение рассеяния света принимает релаксационную форму .

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

1.4. ЭЛЕКТРОННОЕ РАССЕЯНИЕ СВЕТА, ОБУСЛОВЛЕННОЕ ФЛУКТУАЦИЯМИ ИМПУЛЬСА И ЭНЕРГИИ. 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 н-1пР с п.- 1.1x10" см'3 приведены на Рис. 6 и Рис. 7, а температурные зависимости интегральной интенсивности на Рис. 8 и ширин линий на Рис. 9 [16 -20]

Для того, чтобы объяснить различный ход обнаруженных температурных зависимостей, было показано, что непараболичность электронного зонного спектра в прямозонных полупроводниках может приводить при (е' || сн) к новому механизму неэкраннруемого рассеяния, а именно, к рассеянию на флуктуациях энергии [20]

Окончательное выражение для сечения рассеяния света, обусловленного флуктуашями энергнп)имеет вид

(6)

экспериментальному обнаружению.

гд? IIt - параметр, описывающий соответствующий матричный элемент оператора диэлектрической восприимчивости, С, - электронная теплоемкоаь при постоянном объеме и 7" - температура.

Л/с. б. Экспериментальные спектры комбинационного рассешнм счета ч интервше температур 6 - 300 К в п-1пР с п -- 1.1x10" см3 при (е L es) Спект/ииьиое ¡нарушение 2.3 см1. Л, = 1.064 мкм.

Рис. 7. Экспериментальные спектры комбинационного риссешиш свчпа « пннн-рыт-пемператур 6 - 300 К в n-hiP с п - l.lxlO,s см ' при (е1 || с*). Oichmp.iibiuv pa </>. шечн,-2.3 см '. Л, 1.064 мкм.

п-ГпР

0-1.1x10 ст

о 3

100

300 т(к,

Т(К)

Рис. 8. Температурные зависимости интегральной интенсивности кватупругого электронного рассеяние света на свободных носителях в п-1пР сп = 1.1х10'*см~3. Здесь и на Рис. 9 спюшная и штриховая линии - теоретический вклад флуктуации плотности энергии-импульса, темные точки - экспериментальные данные при (е1 || е81); штрих-пунктирная линия - теоретический вклад флуктуациями спиновой мотности, светлые точки - экспериментальные данные при (е1 X е$). Л, = 1.064 мкм.

Рис. 9. Температурные зависимости различных вкладов в ширину линии лорецевстсс контуров дм квазиупругого электронного рассеяния света на свободных носителях в оСухице п-1пР с п = 1.1x101" см'1 при скрещенных и параллельных поляризациях падающего и рассеянного света.

Что бы 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 дом лиителькьпЧ 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:

■Г»;-

'♦РгТ

(9)

где ^ - химический потенциал электронов. 'Гемпераорные зависимости интегральной интенсивности квазиупругого электронного рассеяния света на свободных носителях для данного образца л-1пР с и = 1.1x10" см'3, полученные по формулам (6), (8) и (9)

приведены па Рис. 8. Точками показаны соответствующие гкспсриметалып.н: результаты, полученные при (е1 || es) и (е1 Л. es). Подгоночное значение химически!и потенциала С, оказалось равным 99 мэВ.

При рассеянии света на флуктуациях импульса соответствующий вклад но флукт\а цню электронной восприимчивости вносит анизотропия флуктуации электронной функции распределения с симметрией второй сферической гармоники (17] Такая функция описывает малые отклонения от фермиевского распределения, ? приближение к равновесию определяется упругими столкновениями, описываемыми импульсным временем релаксации второй сферической гармоники гр? Рассасывание флуктуации, р.тач-ивамчиич creí, для данного механизма рассеяния имеет форму, близкую к лорениевсьсч") с полушириной Г =1/тр2 [17].

0<jí.Uf)>.:'.c¡;¡;i,;ií резкг:"; (:ry5:!".?cx,,li) vap4npp г.пала сечения рассеяния обусловлен cuMOpirrmfmff»» флуктуации энергии Он вашим« ,^,-ja те.мперптурпо:! зячноммлгш электронной теплоемкости С,:-' Т/С Чтобы показать, что обнаруженный спад сечении рассеяния обусловлен именно вымораживанием флуктуации энергии, на Рис. 8 штриховой линией приведена также зависимость для рассеяния света на флутлуациях энергии без учета зависимости С„ от температуры. Исчезновение согласия с экспериментальным ходом свидетельствует о доминирующем вкладе флуктуаций энерт ии.

Для рассеяния света флуктуациямн спиновой плотности при скрещенных поляризациях падающего и рассеянного света в формуле (6) множитель T(ñvi?Qr означает долю участвующих в рассеянии света электронов, которые находятся в слое толщиной Т вблизи поверхности Ферми. При этом полная концентрация электронов также является функцией температуры ч С учетом ттоолечнего в [Í7, 20] было но;,учено слуяующее гыражение для сечения рассеяния:

Формула (10) содержит малую квадратичную поправку к обычной линейном температурной зависимости сечеиия /0 (71.

На Рис 8 светлые кружки и иприх-пунюирная кривая дают эксиернмепталт.щто зависимость /„(У) и ее теоретическое описание в соот ветствии с формулой (ID)

Наши проведенные теоретические оценки [20] покатали, что отношение /,//,, • 1 П,т с вклады соответствующих механизмов рассеяния в условиях нашего эксперимента сравнимы

Вал-.по отметин., что членится «авнеимость абсолютной ннтстралытон нтснснпио-С1И рапч-янпя со.терлтн мнфотпинш» о кттнептке релаксации ф»>к1\аш1Й. па киторт.тч пронеходцг рассеяние Ьс.сси.сино, чю форма спектра при пом т.тшшн ni ним флуктуации Сравнение теоретттческих и экспериментальных данных, представленных n.i

» I 4

Подгоночное значение параметра а оказалось рапным 3 45x10 ->Н/К

i 5 С! 1ЬК1'РАЛЫ1АЯ ФОРМА ЛИНИИ РЛССТ.ЯПИЯ ГВР.ТЛ

и ¡ i-, тг.орт пчкекон описании

I've. 8, относилось только к интегральным интенсивностям рассеяния. Поэтому представляется интересным рассмотреть температурные зависимости соответствующих параметров ширины линий Г„ и Г, (Рис. 9). Эгн параметры совпадают с обратными временами релаксации тех флуктуаций, на которых происходит рассеяние, т.е. флук-туаций спина, второй сферической гармоники импульсного распределения, энергии и т. д. Для невырожденной статистики

Г^Т^ц/е. (11)

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

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

r.-tfVM/r,. (12)

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

Здесь «у,, - частота низкочастотной плазмои-фононной моды, г - 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 G3As с f = 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 флуктуаниями 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 р-типом проводимости превосходит по интенсивности любой вид рассеяния ссста в материалах с н-тнпом проводимости, описываемого формулами (6 - 10). На примере кристаллов р-GaAs введена новая модель многокомпонентной плазмы, удобная для исследования ее основных закономерностей. Экспериментально установлено, что вырождение дырочных состоянии в ва-

лентноЙ зоне для двухкомплектной системы легких и тяжелых дырок допускает также возможность скалярного рассеяния, происходящего на противофазных флуктуация* эгих 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 ко.шапюй

температуре для образца/МЗаА$ с р = 9.0хЮ|7см'3 при е' || [ 011], || [ 01 1 ]. Этот спектр обусловлен главным образом флуктуациями спиновой плотности. Его интенсивность резко убывает с уменьшением концентрации дырок.

Рис.10. Спектр квачиупругого рассеяния света при комнатной температуре для оСухпцо р-СаАх с концентрацией дырок р^ ¡.ЯхЮ'1 см' при е' || [011] а

е* || [011]. Х,=1.064 мкм.

300 Ш, ст

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 м-типом проводимости. Типичная -емпературная зависимость при скрещенных поляризациях падаюшею и рассеянною света для образцьр-СаАя ср = 9.0x1017 см'3 представлена на Рис. 11.

Рис. II. Температурная зависимость интегральной интенсивности квазиупругого рассеяния счета на свободных носителях при скрещенных поляризациях падающего и рассеянного света для образца р-ОаЛ-ч ср- 9.0х10"см3. ~ 1.06-1 мкм. Крестами представлены экспериментальные данные, спюишач линии - теоретическая кривая

При указанной геометрии эксперимента вклад'в сечение квазиупругого электронного рассеяния света дают два механизма, обусловленные флуктуацилми спиновой плотности и флугпуациями импульса. Рассеяние на флуктуациях спиновой плотности описывается формулой типа (10), а внутрнзонное рассеяниг на флуктуациях импульса описывается диагональным., матричными элементами, включающими параметры изотропного гамильтониана Латтиижера [17], У .теоретической кривой на Рис. 10, кроме почти линейного участка, отражающего долю частиц 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 " б К экспсримегггалыю 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 ШС-излучением. Об этом также свидетельствует обнаружение акустического плазмона в системе легки:; и тяжелых дырок (см.раздел 2.4).

2.3 О ГАУССОВСКОМ ВКЛАДЕ В СПЕКТРЫ КВАЗИУПРУГОГО РАССЕЯНИЯ

Спектр одцочистнчного рассеяния для произвольного значении плрпме/ра столкновений (¡1 рассчитан в работе [17] в аналитической форме. Доминирующими ечнтлнеь столкновения с примесями >1 оптическими фононамн. Итоговое выражение для сечения рассеяния содержчт сумму двух слагаемых. Первое слагаемое имеет диффузионный полюс, который приводит к выражению (5) с величиной Г„ » . Второе слагаемое содержит гауссовскую асимптотику. Поэтому, при использовании стандартными программами обработки спектров наилучший результат должна дать программа, содержащая супсрпозицчю гауссовского и лореицевсхого контуров.

Рис. 12. Результаты разложения спектра квазиупругого рассеянии света для образца р-GaAs ср = 9.0x10"см'3, приведенного па Рис. 11, на суперпозицию двух контуров -гаусовского (штриховая линия) и пореицовского (пунктирная линии). Сплошная линия - эксперимент, точки-теоретический контур, расчет по формуле (37), приведенной в работе 1П]. ■

На Рис.12 представлены результаты обработки спектра квазнупругого рассол пня cuera

для образна/í-GaAs с р = 9.0х М17 см'3 при с' (| ( 011], cs || | 01 1], демонарнрующие хорошее coi ласие экспериментальных и георетнческих данных.

2.4. ОБНАРУЖЕНИЕ АКУСТИЧЕСКОГО ПЛЛЗМОНЛ В />-ОаЛз

На Рис. 13, 14 приведены типичные низкотемпературные спектры квазиупругого рассеяния света для двух образцов/МЗаАа ср = 3.0x10" и 9 ОхК)"см'', при Т * 6 1С, при параллельных поляризациях •падающего и рассеянного света.

Рис. 13, 14. Спектры квазиупругого рассеяния света для двух образцов p-GaAs с р = 9.0х1017 и 1.9x10" см'3 , при Т = 6 К, при паралельных поляризациях падающего и рассеянного света, демонстрирующие обнаружение а:устического тпзмоиа. Л, - 1.064 мкм.

Видно, что спектр сдночастичных межзонных переходов, обозначенный как lh - hh, не является доминирующей структурой. Бочее интенсивным оказывается спекпр виутризончого рассеяния, формирующий квазиуппугое крыло спектра и узкий пик, который мы интерпретируем как сигнал низкочастотного акустического плазменного колебания, происходящего нэ противофазных флуктуацнях легких и тяжелых дырок. Отметим, что такая дополнительная полоса появляется только при низких температурах (Т -- 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 шдакоиов требуется приблизительно равное число легких и тяжелых частиц [1*]. Это условие, отнюдь, не выполнено в статистически равновесной системе тяжелых и легких дырок, поскольку

Pi g,

и концентрации дырок pb.i в этом случае должны определяться их плотностями состояний

gh, 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 />-GaAs, число фогоиндуцироват'ых переходов дырок (Fue. 16) оказывается сопоставимым с числом обратных переходов легкая - тяжелая дырка.

Рис. 15. Зависимость частоты акустического тазмона от концентрации дырок для р-ОаАх. Сплошная линия - теоретическая зависимость (14), точки - экспериментальные данные.

Рис. 16. Энергетическая схема переходов в подзоне, отщепленной спин-орбитальным взаимодействием, и подзонах легких и тяжелых дырок в р-СаАз при возбуждении ИК-излучечием лазера на алюмоиттриевом гранате, легированном неодимом, с длиной волны ¡.064 мкм. '

Рис. 17. Стоксовы и анти-Стоксовы компоненты спектра квазиупругого рассеяния света для образца р~ОаА$ с р~3.0х1017 см'3 при 7=6 К при параллельных поляризациях падающего и рассеянного света. Л# = 1.064 мкм.

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

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

соответствующие скорости Ферми \'ц и наоборот, сильно различающимися: уц » уп. Таким образом, в результате разогрева в процесс рассеяния оказываются вовлеченными две зоны с почти равными плбтностями состояний.

Неравновесная температура дырок, определенная по отношению интенсивное! ей Стрксовых и анти-Стоксовых компонент спестров рассеяния света акустическими плазмонамн, для образца p-Ga.An с р " 1.3x10" см"' оказалась равной 13 К, что выше температуры решетки Т - 6 К.

Для описания спектров рассеяния света акустическими плазмонамн для двухкомпонентной системы, описываемой одним временем релаксации г, в работе [2-1], получено следующее выражение для коэффициента зкегинкцки света:

04) ■

аосП ттУтс1) Л |(<цг)' -+ С(а>г)

При этом использована теория Ландау-Плачека [!0*], и гидродинамическая теория флуктуации для газа легких и тяжелых дырок, с учетом взаимного превращения дырок и е режиме частых столкновений 9/« 1.

В формуле (14) /г(ш)=Лда/[1—ехр(—Ло» / ¡Г)] • статистический множитель,

Тц. ~ ' безразмерные производные диэлектрической восприимчивости,

1 ииг

наконец.

(15)

есть частота акустического плазмона.

В формуле (15) г,1 - радиус экранирования в системе легких дырок, Цл - плазменная частота тяжелых дырок. Такой учет дисперсии кинетических коэффициентов дает частотную зависимость для коэффициента экстинкции света, имеющую максимум на частоте акустического плазмона. Результаты расчета частоты акустического плазмона для параллельных поляризаций падающего и рассеянного света в зависимости от концентрации дырок показаны на Рис. 15 сплошной линией. Обнаруженная ксперимешальная 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 сзега в ближней ИК-области спектра обнаружен ряд принципиально новых фундаментальных эффектов и накоплен значительный объем важной информации. Установлены осьовные закономерности электрон-электронных взаимодействий и различных флуктуации электронного и дырочного газа, проявляющиеся в процессе квазиупругого электронного (дырочного) рассеяния света.

На примере кристаллов р-йаМ 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-обласги и создана установка, позволяющая регистрировать спектры квазиупругого рассеяния света в области низких частот.

2. Обнаружено, что в области низких концентраций п й 1015см'3, когда выполняется условие редких столкновений {¡I » 1, спектры неэкранируемого квазиупругого электронного рассеяния света имеют форму гауссовских кривых, характерную для бесстолкковотелььой классической плазмы. Установлено,- что ширина линии такого электронного рассеяния и абсолютная интегральная интенсивность линейно зависят от концентрации свободных постелей. Показано, что такое уширение гауссовских контуров обусловлено тем, что носители тока испытывают столкновения с крупномасштабным примесным потенциалом.

3. Установлено, что в области высоких концентраций п >1.0x10" смкогда пачинает выполняться условие частых столкновений «у/ « 1, квазиупругое электронное рассеяние света на свободных носителях флуктуацнями электронной плотности оказывается подавленным эффектами экранирования. Но 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 4.2х1016 до З.бхЮ17 см ° спектры квазиупругого электронного рассеяния света для скрещенных поляризаций падающего и рассеянного света (е' X сь) демонстрируют уменьшение ширины линии лоренневских контуров с увеличением концентрации. Показано, что такое диффузионное сужение спектральных линий обусловленно еппн-орбш-альным взаимодействием и связано с флуктуацнями

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

5. Обнаружено, что с дальнейшим ростом концентрации электронов спектры электронного рассеяния существенно уширяются, сохраняя лоренцевскую форму Показано, что спиновое расщепление проявляет, себя во внугриподзснном рассеянии флуктуациямп 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 /милом роводимости в интервале температур 6-300 К при параллельных и скрещенных поляризац.тях падающего и рассеянного света . Показано, что непараболичность электронного зонного спектра в прямозонных полупроводниках может приводить при (е1 || ея) к новому механизму неэкранируемого рассеяния, а именно, к рассеянию на флуктуациях 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. флуктуации спина, второй сферической гармоники импульсного распределения, энергии. Для кристаллов и-1пР получено характерное время взаимодействия с оптическими фононами г = 0.06 пс, что вдвое больше, чем для кристаллов п-СаАв.

7. Исследована температурная зависимость абсолютной интенсивности и ширины линии квазиупругого рассеяния в полупроводниках с /»-типом проводимости Установлено, что температурная зависимость сечения квазиупругого рассеяния света на свободных дырках оказывается существенно более слабой, чем та, которая была обнаружена для материалов с л-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 парзметра столкновений <?' при использовании стандартных программ обработки

спектров наилучший результат дает программа, содержащая суперпозицию двух слагаемых. Первое слагаемое имеет днффугионный полюс, который приводит к лоренцевкому контуру с полушириной Г„ = <]2П. Второе слагаемое содержит гауссовскую асимптотику. Результаты обработки спектра квазиупругого рассеяния

света для образцар-ОаАв ср = 9.0хЮ"см'3 при е11| [ 01 ¡1, || { 011 ], демонстрируют хорошее согласие экспериментальных и теоретических данных.

9. В низкотемпературных спектрах квазиупругого рассеяния света для образцов />-GaAs в диапазоне концентраций р = 1.5x10" + 1.9х10"см'3 при Т- б К и при параллельных поляризациях падающего и рассеянного света установлено, что спектр одночастичных межзонных переходов lh - hh не является доминирующей структурой. Найдено, что более интенсивным оказывается спектр внугризонного рассеяния, формирующий квазиупругое 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 (Т - 6 К ) и только в спектрах образцов с /»-типом проводимости. Кроме того.эксперименталыю обнаружено, что положение этого пика возрастает по частоте с увеличением концентрации с соответствующим ростом интенсивности.

10. Показано, что при ИК-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 спектров рассеяния света акустическими плазмонами. Неравновесная температура дырок, определенная для образца ;>-GaAs с /)= 1.3 у 10" см'3 оказалось равной 13 К при температуре решетки Т - б К.

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

Полученные результаты значительно расширяют существующие представления о фундаме1гтальных свойствах электрон-электронного взаимодействия в полупроводниковых материалах, имеющих важное значение для современной микроэлектроники, и создают метрологическую основу для разработки неразрушающих и бесконтактных методов локального определения их основных технологических параметров.

Основные результаты работы опубликованы в следующих работах:

1; Б.Х Банрамов, В.А. Войтенко, И.П. Ипатова, А.В. Субашнев, В В. Топоров, Э. Яне ' "Рассеяние света свободными носителями в 1пР и Ga,Jni.xP", ФТТ, 28,754-761, ¡986.

2 Б.Х Байрамов, В.А. Войтенко, И.П. Ипатова, В.В. Топоров, "Рассеяние счета свободными э./ектрониин а полупроводниках ", Препринт ФТИ, 1986, No 1191, 1-38.

3. В Н. Bairamov, I P. Ipatova, V.V. Toporov, G. Irmer. У Monecke, and E. Jahne, K. Nauk-karinen, T. Tuorni, "Inelastic light scattering by free carriers and bound electron-phonon excitations in III-V senVconductors", Pros, of 18-th Intern. Conf on Phys. of semiconductors, Stockholm, ed. by O. Engstrom, WS, Singapoie, 1987, p. 1701-1704.

4. B.H. Bairamov, IP. Ipatova, V.V. Toporov, G. Irmer, J. Monecke, and E. Jahne, K. Naukkarinen, T. Tuomi, "Theoretical and experimental study of Ratna-i scattering and infrared reflectivity in inaium phosphide ", Phys. Rev. 1988, B38, 5722-5725.

5. Б.Х Байрамов, В,А. Войтенко, И.П. Ипатова, В В. Топоров, Л.В Удод, "Электронное рассеяние света я полупроводннхах".Оспоътлс результаты научной деятельности ФТИ им. АФ. Иоффе АН СССР (лучшиеработы института), 1983, с. 91-93.

6. Б.Х Байрамов, В.А. Войтенко, И.П. Ипатова, В.В. Топоров, "Рассеяние спета свободными электронами и связанными фонон-тазмонными колебаниями в фосфиде индия и твердых растворах галпиИ-индий-фосфор", (обзор) в книге: "Фосфид индия в

полупроводниковой электроникепод ред. С.И. Радауцана, Кишинев, Штиинца, 1988, с.236-250.

7. B.H. Bairamov, V.A Voitenko, I.P. Ipatova, V.V. Toporov, "Quasielastic Ramati scattering of light from electrons in semiconductors with nonparabolic dispersion of enerqy bands", (invited talk), in: "Recent trends in Raman spectroscopy". Proc. of the Imern. Conf held in

. connection with Celebiation of Birth Centenary of C.V. Raman and Diamond Jubilee of the Discovery of Raman effects, 1488, Calcutta. C.B. Baneijee and S.S. Tha eds. World Scientific, Singapore, 1989, p.386.

8. B.H. Bairamov, V.A. Voitenko, l.P. Ipatova , V.V. Toporov, "Inelastic light scattering by phonon and free electron excitations in semiconductors with nonparatolic dispersion of energy bands". Proc. of the Therd Intern. Conf on Phonon Physics, Heidelberg, 1989, p.793-795.

9. B.H. Bairamov, V.AVoitenko, I.P. Ipatova , V.V. Toporov, J. Morecke, W. Cordts, G. Irmer, "Electronic Raman Scattering of Light in III-V Semiconductors Proc. of the Twelfth Intern. On Raman spectroscopy, Columbia, South Carolina, USA, ed. by J.R. Durig and J F. Sillivan. World Scientific, New York, 1990, p.418-419.

10 B.H. Bairamov, V.V. Toporov, C. Kisielovsky-Kemmerlich, "High resolution inelastic light scattering spectroscopy of plastically deformed GaP an;; GaAs", го"1 Intern. Conf. on the Physics of Semiconductors, Thessaloniki, Greece, eds. E.N. Anastassakis, J.D. Janopoulos, World Scientific, Singapore, 1990, p.1451-1454.

1! В 11. Bairamov, V.A.Voitenko, I.P Ipatova , V.V. Toporov, J Monecke, G. Irmer, "Characterization of III-V Compounds By Quasi-elastic Electronic scattering of l.tght", Analitical Techniques for the Characterization of Compound Semiconductors, Proc. Symp. of European Material Research Society Conf, Strasbourg, France, eds. G. Bastard and H. Oppolzcr, North-Holland, Amsterdam, 21, 1991, p.300-303.

12. B.H. Bairamov, V.V. Toporov, J. Moneekc, G. Irmer, "Inelastic Light Scattering Characterization of Epitaxialy Grown 1U-V Semiconductor Microstructures. " Superlattices and Microstructures, 9,363-365, 1991.

13. B.H. Bairamov, V.A. Voitenko, l.P.Ipatova , 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 Matter, eds. E. Garmire, A.A. Maradudin, and K.K. Rebane, Plenum Press, New York, 1991, p.27-32.

14. G. Irmer, W. Siegel, G. Kunhel, J. Monecke, F.M. Yasuoka, B.H. Bairamov, and V.V. Toporov, "Determination of the Hole Concentration and Mobility of p-GaP 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. XHIth Intern. Conf. on Raman Spectroscopy, Wurzburg, John Wiley & Sons, New York, 1992, 838-842.

16. Б.Х Байрамов, B.A. Войтенко, И.П. Ипатова, B.K. Негодуйко, B.B. Топоров, "Температурная зависимость поперечного квазиупругого рассеяния света в полупроводниковых соединениях А3И1 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. Ипатова, В.К. Негодуйко, В.В. Топоров, "Температурная зависимость сечения рассеяния света носителями тока. Обнаружение акустическоготазмона", (обзор), ФТП, 1994,28,913-936.

18. О. Paetzoldt, G. Inner, 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 Ul-V Compounds", Proc.- of the Twentieth Inter. Symp. on Gallium Arsenide and Related Compounds, cd. 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, I.P. lpatova, V.K. Negoduyko, arid 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. Toporov, "Near Infrared Quasi-elastic Light Scattering Spectroscopy of Electronic Excitations in III-V Semiconductors", Materials Science Forum. 1995,173-174, 203-206.

7.3. B.H. Bairamov, V.A. Voitenko, I.P. Ipatova, V.K. Negoduyko, V.V. Toporov, G. Inner, and J. Monecke, "Near Infrared Inelastic Electronic Light Scattering Spectroscopy of High-Efficiency Solar Cells Device Structures Based on Ul-V Compounds", Proc. of the First World Conference on Photovoltaic Energy Conversion, Waikoioa, 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, 1995,99,121.

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 Irtem. Conf. on Laser Processing and Characterization of Semiconductors, Stuttgart, H Brieger, H Dittrich, M Klose, 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, !. Monecke, "Observation of Acoustic Plasma Oscillations in p-GaAs Associated with Intervclence Band Photoeffect", Proc. of the 23-rd Intern. Conf. on Physics of Semiconductors, Berlin, eds. M Scheffler and R. ZimmeTuann, World Scientific, Singapore, i996, p. 269-272.

27. B.H. Bairamov, V.A. Voitenko, V.V. Negoduyko, V.V. Toporov, ß.P. Zaiciiarciienya, G. Irmer, J. Monecke, "Experimental Observation 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 in Solids, (Benjamin, New York), 1963.

2*. A. Pinzuk, J. Shacli, and P.A. W6lf, PAys. Kev. Le«.,1981,47, 1487.

3*. E. Burnstein, M. Cardona, D. J. Lockwood, A. Pinczuk, and J. F. Young, in: Light Scattering in Semiconductor Stuctures and Superlattices, Vol. 273 of NATO Advanced Study Institute, Scries B: Physics, ed. by D. J. I-ockwood and J. F. Young (Plenum, New York, 1991), p. 1.

4*. A. Pinczuk and G. Abstreiter, in: Light Scattering in Solids V, ed. by M. Cardona and 4 G. Guthemodt, Topics in Applied Physics Vol.. 66 (Springer-Verlag, Berlin, 1S89), p. 153.

5*. Б.И. Шкловский, А.Л. Эфрос. Электронные свойства легированных полупроводников, М. Наука, 1979.

6*. I.R. Dicks, Phys. Rev., 1953,89,472.

7*. IP. Ipatova, A V. Subashiev, V. A. Voitenko, Sol.State. Commun. 1981,37, 393. 8*. В. А. Войтснко, И.П. Ипатова, A.B. Субашиев, Письма ЖЭТФ, 1983,37,334.. 9*. В.А. Войтенко, ФТТ, 1989,33,3064.

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

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