Микроскопический анализ перестройки ИК колебательных спектров твердых растворов соединений A2 B6 тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

РГб од

1 О КТ |333

ГОССИЙСКЛ* АКАДЕМИЯ НАУК

Физический институт

Хл имени V* ПНЛебе&ва

Ъи праваз' рукописи УДК 621.31!.. 59 2

Пырков Владимир Николаевич МИКРОСКОПИЧЕСКИЙ АНАЛИЗ ПЕРЕСТРОЙКИ ИК КОЛЕБАТЕЛЬНЫХ СПЕКТРОВ

О С

ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ СОЕДИНЕНИЯ А*В Специальность 01.04.07- физика твердого тела

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва - 1993 г.

Работа выполнена в лаборатории физики узкозонных полупроводников ОФТТ Физического института им. П.Н.Лебедева АН России

Научный руководитель - доктор физико-математических наук

Л.К.Водопьянов

Официальные оппоненты - доктор физико-математических наук

профессор В.С.ГОРЕЛИК, кандидат физико-математических наук доцент Л.П.АВАКЯНЦ

Ведущая организация - Институт спектроскопии РАН

Защита диссертации состоится 25 октября 1993 г. на заседании Специализированного Ученого совета К 2 Физического Института им. П.Н.Лебедева РАН по адресу: 117924,Москва,ГСП 312, Ленинский проспект, 53.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФИАН. Автореферат разослан "_"_сентября .1993 г.

Учений секретарь Специализированного совета N 2 - '

кандидат Фчэ.-мат. наук /В.А.Чуенков/

X. ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ.

Актуальность темы.

Интерес к твердым растворам (сплавам) полупроводниковых соединений не ослабевает иэ-эа их широкого практического применения. Миниатюризация полупроводниковых приборов а также использование эпитаксиальных слоев, сверхреиеток, требуют более высокого уровня технологии и развития чувствительных методов контроля микроструктуры полупроводниковых сплавов. Наряду с новыми методами ЬХАРБ и МАЗЭ ИМИ возможно использование инфракрасной колебательной спектроскопии для исследования локальной структуры твердых растворов. Но для использования информации содержащейся в ИК спектрах решеточного отражения должны быт(> развиты новые методы их интерпретации и анализа.

С другой стороны изучение колебательных спектров твердых растворов представляет и чисто фундаментальный интерес , так как сплавы замещения являются частным случаем широко исследуемых неупорядоченных систем. До настоящего времени не било возможности провести микроскопический численный расчет колебательного спектра неупорядоченных систем , из-за сложности диагонализации динамической матрицы большого размера. Для количественного анализа экспериментальных спектров приходилось использовать феноменологические модели. Поэтому анализ этих моделей с микроскопических позиций является важной задачей.

Цель и задачи работы:

1. разработка метода анализа локальной структуры полупроводниковых твердых растворов по оптическим спектрам реяеточных колебаний;

2. исследование тенденции к кластерообразованию а объемных образцах твердых растворов н*1_хсйхТв и М1х2пхТе;

3, разработка метода расчета параметров оптических мод в сплавах А1_хвхс> из анализа микроскопических уравнений движения ионов;

4. анализ эффективности ранее применяемых феноменологических моделей с помощью развитого метода и сравнения расчитанных и экспериментальных результатов .

Защищаемые положения .

1. Предложенная феноменологическая квазимолекулярная модель хорошо описывает изменение оптических колебательных спектров твердых растворов Нв^ Те с изменением состава х.

2. Лналиэ сил осцилляторов указывает на хаотическое распределение катионов в твердой растворе Нй^хС<1хТе обогащенном С(1Те, отклонение от хаотического распределения для промежуточных составов, а в сплавах , обогащенных Н^Те (х«>3/4) преобладание фазы типа АВ^С^. Аналогичный анализ для твердого раствора

ОЗ. „Еп„Те определяет хаотическое распределение ионов Сс1 и Ъп по

1 "я х

хатиониной подрешетке.

3. Разработанный метод гармонического анализа микроскопического движения■ конов сплава позволяет расчитывать частоты оптических мод фрагмента решетки содержащего около 2800 атомов .

4. Предложенный метод хорошо предсказывает перестройку оптического спектра твердых растворов с изменением их концентрации . Для сплава н81_дСс1хТе результаты расчета хорошо совпадают с экспериментальными. Тип перестройки зависит от ширины корреляционной функции смещений ионов в процессе оптических колебаний.

Новизна, научная и практическая ценность работы

-впервые показано, что анализируя тонкую структуру спектров ИК колебательных спектров твердых растворов можно определить степень

хаотичности распределения ионов разного сорта по подрешеткй; для этого была использована феноменологическая макроскопическая "квазимолекулярная" модель,

-применимость этой и других феноменологических моделей (виртуального кристалла и изосмещений) используемых ранее, обоснована с помощью микроскопических расчетов, для этого разработан метод гармонического анализа определения частот ИК активных колебаний, что позволило обойти вычислительные трудности диагон^яиэации большой динамической матрицы трехмерной модели твердого раствора.

Разработанные методы анализа ИК спектров могут быть полезны для интерпретации спектров эпитаксиальных слоев и сверхреиеток твердых растворов, для определения их концентрационного профиля и степени хаотичности распределения ионов в слоях.

Апробация работы и публикации.

Работа докладывалась на семинарах ОФТТ ФИАН.

По теме диссертации опубликовано 5 статей, список которых приведен в конце данного автореферата.

Объем работы.

Диссертация содержит 103 страницы, в том числе 28 рисунков, одну таблицу. Библиографический список содержит 60.наименований.

II. СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ.

Диссертация состоит из введения, пяти глав , заключения и приложения.

Во введении обосновывается актуальность , научная и практичес кая значимость проведенных исследований; сформулирована постановка задачи , дано краткое содержание диссертации и прив&дены основнче положения , выносимые на защиту.

В первой главе дается краткий обзор исследований локальной

структуры твердых растворов с помощью новых методов EXAFS и MASS NHR и уделено большое внимание исследованию твердых растворов методами ИК колебательной спектроскопии.

В настоящее время измерены оптические колебательные спектры всех важных полупроводниковых квазибинарных твердых растворов. Большой экспериментальный материал накоплен также по твердым растворам щелочногалоидных соёдинений и флюоритам. Данные полученные с помощью КР и ИК измерений взаимно дополняют и подтверждают друг друга .

Но до сих пор эти результаты невозможно было использовать для исследования локальной микроструктуры твердых растворов из-за сложности корректного анализа спектров. Для количественной интерпретации колебательных спектров твердых растворов было предложено три феноменологических модели : виртуального кристалла, модель ' изосмещений и "квазимолехулярная"- "кластерная" модификация модели изосмещений.

. В модели виртуального кристалла [1] твердый раствор В С заменяют воображаемым кристаллом, параметры которого имеют значения промежуточные между соответствующими эначенимями параметров крайних соединений АС и ВС. Этой модели соответствует одномодовая перестройка спектра отражения. При таком типе перестройки наблюдается одна полоса отражения при всех х, соответствующая относительному колебанию анионной и катионной подрешеток. Интенсивность -той моды практически постоянна, с изменением состава х изменяется только ее частота. Такая перестройка колебательного спектра наблюдается для щелочногалоидных и некоторых полупроводниковых твердых растворов.

Но для большинства полупроводниковых твердых растворов характерна двухмодовая перестройка спектра , При этом типе перестройки

для всех составов сплава наблюдаются две полосы, частоты которых плавно изменяются , при этом сильно изменяется их интенсивность, Для описания такого поведения предложена модель изосмещений REI (Random Element Isodisplacement) [2]. В этой модели предполагается , что три подрешетки ионов одного сорта (А, В и С ) при оптических колебаниях смещаются как единое целое по всему объему образца. Тогда колебанию подрешеток А и С соответствует одна мода, колебанию В-С вторая.

В низкотемпературных спектрах решеточного отражения некоторых твердых растворов полупроводниковых соединений наблюдается тонкая структура. В работе [3] Верлеуер и Баркер интерпретировали систему сплавов GaAsyPj_y как двухмодовую систему с дополнительной структурой. Авторы в рамках модели REI перешли от 3 к 13-ти подрешеткам для учета различных анионных конфигураций во второй координационной сфере. Примечательно, что только при наличии достаточно сильной тенденции к кластерообраэованию из 12 оптических мод (одна мода акустическая) две окажутся наиболее сильными для всех составов сплава. Они и будут определять колебательные свойства "двухмодовой" системы . Более же слабые колебания определяют структуру дополнительных иод.

Вышеописанные феноменологические подходы, к анализу перестройки фононного спектра твердого растзора сводятся к выбору той или иной модели в зависимости от вида спектра. Затем производится подгонка параметров в этой модели до получения хорошего согласия рассчитанного и экспериментального спектров отражения. Объединить эти макроскопические модели можно только исследуя микроскопические движения ионов твердого раствора. Такие исследования не били проведены из-за больших затрат счетного времени на диагоналиэации большой динамической матрицы трехмерной системы. Поэтому" задача

микроскопического модлиерования оптических колебательных спектров трехмерного твердого раствора по прежнему актуальна и ждет своего разрешения .

Во второй главе излагается алгоритм расчета частот и сил осцилляторов оптических колебаний решетки из спектра ИК отражения. Для. вычисления комплексной диэлектрической восприимчивости «(<■>) используют совмещенный метод преобразования Крамерса-Кронига <КК) и дисперсионного анализа (ДА) описанный в работе [4]. Существенные замечания . в этой главе сделаны о наглядном выборе входных параметров для ДА в процессе итерационного применения метода ДА-КК.

После математической обработки спектра отражения мы имеем Функции е"<и) и 1в[-«(и>"*]. Раскладывая на лорентцовы

контуры решеточных осцилляторов, <что возможно в силу аддитивности) мы получаем параметры решеточных осцилляторов , которые определяют оптические свойства сплавов.

В третьей главе представлен анализ тонкой структуры спектров твердого раствора Сс1^1хНйхТе в рамках предложенной кв&зимолекулярной модели. Анализ сил осцилляторов позволяет сделать заключение о хаотичности распределения атомов С<3 и Нй по катионной подрешетке.

Значения резонансных частот осцилляторов в зависимости от состава сплава (х) представлены на рис. 1. Распределение решеточных осцилляторов Сс1Те-подобных колебаний для всех составов сплава по четырем характерным модам

соответствует "квазимолекулярной" модели .

Кристаллическую структуру сплава можно рассматривать образованной пятью базисными ячейками А(4-п)В(п)С (п=0,1,2,3,4) образующих катионнный тетраэдр вокруг общего аниона С. Совокуп-

ность этих базисных ячеек -"хваэимолекул" образует кристаллическую структуру сплава. Физические свойства твердого раствора получают соответствующий усредненнием свойств этих тетра'эдричес-ких "квээимолекул" через распределение вероятностей Р^ различных конфигураций в сплаве данного состава. Для пяти типов базисных ячеек возможны 4 моды С<1-Те колебаний с частотами у°п и 4 моды Нй-Те колебаний с частотами инп. Перестройка спектра отражения с составом сплава будет определяться только силой осцилляторов.

Для сплавов Сс|1_хНвхТе ПРИ Т= 25 К, в соответствии с рис. 1, квазимолекуле Сс1(4)Те (п=0) соответствует мода С<1-Тв колебаний о

частотой «д =146 см"1,ячейке С<1(3)Нй(1)Те (п=1) - мода с и°=148.5

-1 е -1

см , ячейке Сс1(2)Нй(2)Те (п=2> - мода с и^150-5 см н ячейке

е -1

Сс!С 1Нй(3)Те (п=3) - мода СН-Те колебаний с частотой и 3=153 см . Если для Сс^Те-подобных колебаний в сплавах с<11_хнвхТв, обогащенных СйТе , можно выделить 3-4 решеточные моды,то для

НйТе-подобных колебаний в сплавах,обогащенных ЙйТе .наблюдается н -1

одна решеточная мода <*> =121.5 см , и только для серединных, составов х=0.52 и х=0.57 - две моды ""=131см~1 и »2=126см*1.

Сила осциллятора определяет вклад данной моды в диэлектрическую проницаемость и характеризует меру взаимодействия электромагнитного излучения с ТО решеточной модой. Для. системы независимых решеточных колебаний силу осциллятора .решеточной моды Сс1-Тв колебаний, соответствующих базисным ячейхам С<1(4- п)Нй(п)Те, п=0, 1,2,3 можно представить как

Бс(х)=Гс*Ы*Р°(х) (1),

п п л

где : - приведенная к одиночной связи С<1-Тв сила осциллятора. N - полное число катионов (или ионных пар) в сплаве на единицу объема, а Я*Р°(х) - вероятное число катионов С<1 на единицу объема в сплаве состава х в ячейках с конфигурацией

(М(4-п )Н£(п)Тв. На рис.2 представлены экспериментальные

с

(точками) и теоретические (сплошными линиямии ) зависимости Зп<*)

Л

при Т=25 К. Теоретические зависимости Бп(х) рассчитывались в предположении хаотического распределения катионов по подрешетке. При значениях Г1^*Н=2.4,Г2*Н=2.7,£д*Н=2.7, наблюдается хорошее совпадение теорётических зависимостей с экспериментальни-ми значениями, для сплавов .обогащенных Сс1Те (х<0.25). Это указывает на случайный характер распределения атомов ей и Не по катионнной подрешетке сплава. Этот вывод подтверждается распределением сил осцилляторов э"(х) моды Нв-Те колебаний с и"=131 см_1базисной ячейки С<ЦЗ)Нв( 1 )Те.

Для сплавов промежуточных составов (х*<0.5) значение значительно превышает расчетное, указывая на наличие упорядоченной

фазы Д2В2С4 о каТионой конфигурацией Сс1( 2)Нй(2)Те. Мода Нй-Те

н -1

'колебаний той же базисной ячейки с частотой и2=126 см характеризуется больной силой осциллятора .2 что подтверждает наличие в сплаве состава х*0.5 упорядоченной фазы с катионной конфигурацией Сс1(2)Нг(2)Те со структурой, близкой к халькопирит-ной. Наличие' в спектрах решеточного отражения сплавов , обогащенных Н£Те (х>0.75) .только одной очень сильной моды Hg-Te колебаний »д=121 см"1 с силой осциллятора Эд=4.7 для х>0.7 мы связываем с тенденцией к образованию упорядоченных Фаз типа

АВдС^. Наши выводы согласуются с результатами анализа тонкой 125

. структуры спектров ЯМР Те для сплава Нй0 '75С<10 25Те [5].

В главе IV аналогичный анализ был проведен для растворов С<^_х2п Те. Для этого сплава спектры тоже можно хорошо описать четырьмя С<1-Те' и четырьмя гп-Те модами Анализ изменений сил осцилляторов этих мод с изменением состава показывает, ч^о тенденций к кластерообразо ванию обнаруженных в твердых раствор*

Нй1-хСс1хТв ,в систене с<11-)(2пхТе нв наб*юдаетея ■

В главе V сделана попытка с поиоцью микроскопической модели твердого раствора замещения типа А1_хвхс дать количественное объяснение экспериментально наблюдаемых особенностей фононних спектров , описанных в предыдущих главах .

Для решения этой задачи мы рассмотрели фрагмент кристаллической решетки типа цинковой обманки, содержащий N =2744 атома. Большой размер фрагмента необходимо рассматриавть чтоб« исключить влияние границ. Состояние кластера в любой момент времени однозначно описывается вектором смещений и(0 ионов из положений равновесия в узлах решетки и вектором их скоростей а(Ъ). Размерность этих векторов равна 3*Л. Основными уравнениями динамической модели являются:

М*и=0+и+в*е

дгъ

О =

<5 и

П II

¿2ф

"»и. п ю

(2), (3),

Ь» 2

(4),

Ф = р *В*р Р=Л*и

с

Каждой компоненте и

Иг

(5),

с обычным индексироьанием соответствует

компонента и смещений ионов, где п=1,2.....3*Н. Н и ® -

п

диагональные матрицы, элементы которых М__и в„„ равны массе н

пп пп

заряду соответствующего иона 0- силовая матрица взаимодействия' ионов кластера между собой. Она определяется вторыми производными потенциальной энергии "пружин" 9д и кулоновским взаимодействием 4> диполей, возникающих при смещениях ионов из положений

с

равновесия.

+

Кулоновския энергия Фс (5) учитывает взаимодействие, диполей Рп, возникаюцих при малых смещениях ионов ип с зарядом 9ПП из положений равновесия. (В- матрица электростатического взаимодействия двух диполей). Последний член в*е в уравнении (2) описыает дальнодействующую электростатическую силу, действующую на ион кластера со стороны однородно поляризованной среды, в которой выделен исследуемый кластер, здесь е вектор локального электрического поля размерности 3*И.

Для нахождения оптически активных иод (с волновым вектором к*0) з уравнении (2) выделяют член, зависящий от однородного макроскопического поля В:

®=>«К -?*Р (6).

Для этого из однородного макроскопического поля Е вычетается поле V*?, создаваемое в' точке рановесного положения иона однородно ' поляризованным объемом, геометрически совпадающим с выделенным кластером, с плотностью дипольного момента Р. В уравнении (6) матрица В размерности (Э*Н)хЗ расширяет трехмерный декартовый вектор К однородного макроскрпического поля до размерности векторов, а Трехмерный вектор Р плотности дипольного момента получается делением суммы дипольных моментов по всем ионам кластера на его объем:

РГП Е Р11у, Р=Н*Р=Н*«5*и. (7).

ЬУ

Рразнерность матрицы М- 3х(3*ю, матрицы V - (3*Н)хЭ. В '. результате Получается неоднородное линейное 'уравнение: М*о=0«а-()*7*И*(}*и+<1*Н*В (8),

Которое является -основным уравнением, определяющим движение ионов в кластере под действием пробного макроскопического поля К. Обычный путь нахождения частот оптически активных колебаний

состоит в.решении задачи на собственные значения для уравнения -и2*Н*и=Ь*и-Ч*У*И*в*о (9),

Но очень большие затраты машинного времени на диагонализазию матрицы (3*Н)*(3*Н) че позволяют рассчитывать таким методом трехмерные модели твердых растворов. В диссертации предложен метод гармонического анализа для микроскопического анализа ИК активных колебаний. Приняв электрическое поле для длинноволновых колебаний в форме Е(1)=Н соз(»*1) и решая уравнение (8) с небольшим затуханием Г=о,02 см-1 ( добавляя в уравнение справа член -Г*М*и) при произвольных начальных условиях для и(0) и и(0), получим через промежуток времени Т (Т >>1) зависимость макроскопического дипольного момента от времени в виде: Р(0=Р0*со5(<«»1Ч+/?). Величина а(")=Р0/Е0 является модулем поляризуемости кластера сплава А]г_хВхс на выбранной частоте Повторяя эту процедуру на разных частотах с определенным шагом ( например, 0,5 см 1), можно получить модельный спектральный отклик для данного сплава. В настоящей работе пробное поле рассматривалось в виде волнового пакета Е(0 =Е К0соз("^Ъ), а решение задачи имело

Форму Фурье- разложения макроскопического дипольного момента

Р(0= гРлЧсоз(". ь+Р.) с частотами «•»., соответствующими волновому ^ OJ 3 3 3

пакету.. Силовые постоянные и заряды для ионов всего фрагмента

выбирались одинаковыми : ■ Разупорядоченность

определялась разными массами ионов твердого раствора. Атомы

разного сорта распределялись по Фрагменту кристалла с помощью

генератора случайных чисел с учетом процентного содержания ионов

разного сорта.

Ясно , что для кластера малых размеров необходимо проведение

усреднения по конфигурационному пространству взаимного расположения катионов разного сорта [6]. В случае Фрагмента больших размеров в нем уже содержатся различные варианты взаимного расположения разных катионов с соответствующим усреднением за счет случайного распределения атомов А и В по большому числу катионных узлов во фрагменте. Поэтому в настоящей работе для фрагмента с числом атомов — 3000 специальная программа усреднения по конфигурационному пространству не вводилась.

Зададим конкретные значения расчетных параметров, соответствующие твердому раствору Сс|1_хнвхТе. Массы ионов твердого раствора

А, ВС Ма=200*11 , Н„=100*п и И_=128*в (и -масса протона);

1-Х ХА р о р О РР

5

силовые постоянные к-0.6*10 дин/см. На рисунках 3 а),б) и в) представлены модельные спектры диэлектрической восприимчивости при разных концентрациях х к зарядах ионов 8. Видно , что при малом заряде 0=0.Обо наблюдается двухмодовое поведение. Большому заряду в=2.4е соответствует одномодовый характер перестройки. Для промежуточного случая , т.е. ионного заряда и-. 1еняющегося в широких пределах 0.1е<0<2.0е и при сохранении соотношения масс ионов, как в сплаве Нв1_)£Сс1хТе наблюдается многомодовый тип перертройки.

Для всех трех типов перестройки колебательного спектра сплава А1-хВхс ° С0Ста80м (*) вычислялась корреляционная функция Г(х1г> для £ компоненты смещений атомов С (анионов г=2) при оптических колебаниях :

К«1г>= -Е г (10>-

Н

Корреляция рассматривалась для анионных смещений (г-2). Это связано с тем, что анионы являются общими (их число постоянно ) для различных атомных конфигураций внутри кластера , а г компонента

смещений совпадает по направлению с пробным макроскопическим полем (0,0,Ег). На рисунке 4 представлены графики Функции Р(1) , полученной убреднением корреляционной функции Р(г1г) по всем векторам 1 с одинаковой длиной Ш = 1 , для трех значений ионного заряда: (1) 0=0.Обе, (2) в-0.7е. (3) 9=0.7е с одинаковой силовой постоянной к=0.6 105 дин/си для состава х=0.45. Видно , что ширина корреляционной Функции Г(1) сильно изменяется при изменении одного из параметров модели - ионного заряда 0, при этом различаются три основные ситуации:

- в случае 1 (малого ионного заряда (3=0,06 е) движение даже ближайших анионов является несогласованным, и сплав А^_ХВХС можно рассматривать как совокупность сяабовзаимодействующих двухатомных "квазимолекул" АС и ВС , каждая из которых характеризуется своей модой колебаний; колебательн й спектр такого сплава, характеризуется двухмодовой перестройкой спектра с составом сплава ,

- в промежуточном случав 2 (для (3=0.7 е )корреляционная длина анионных смещений соответствует расстоянию между ближайшими анионами, поэтому размер "квазимолекул" в сплаве по сравнению с предыдущим случаем увеличивается , возрастает и многообразие таких "квазимолекул" , что ведет к увеличению числа колебательных мод , т.е. реализуется многомодовый характер перестройки колебательного спектра сплава ,

- для сплава с сильной ионной связью (случай 3, 0=2.4 е) длина корреляции очень большая , движение всех атомов скоррелиро-ваны сильным электрическим взаимодействием; преобладает одна обобщенная мода решеточных колебаний и реализуется одномодовый тип перестройки.

Чтобы провести сравнение с экспериментом рассмотрим случай 0=0,7е для твердого раствора Нг, С<1 Те (рис.3 б). Как и в

эксперименте (рис.1) наблюдается дискретный набор колебательных мод, частоты которых почти не изменяются с составом, с составом же изменяется только их интенсивность.

Были расчитанк спектры <Чн) для твердых растворов С^.^Зп Те и ¡гпТе^^Зе^. В соответствии с экспериментом наблюдается "миогомодовая" перестройка в случае С«^ гп Те и "одномодовая" для гг>Те1_5(5ех.

Можно заключить, что метод расчета частот оптически активных колебаний с помощью гармонического анализа хорошо предсказывает тип концентрационной перестройки спектров решеточного отражения твердых растворов ^х-х^х^" Характер перестройки определяется размером, на котором колебания атомов скоррелированы при оптическом возбуждении. Этот размер - "длина корреляции" определяется соотношением масс и ионностью твердого раствора.

В заключении приводятся основные результаты полученные в работе.

1. Предложенная квазимолекулярная модель позв чяет описать многомодовую структуру оптических колебательных спектров сплавов

Н*1-хС<Ув и И1-х2пхТв-

2. Днализ концентрационных зависимостей сил осцилляторов

указывает на хаотическое распределение двух типов катионов в твердом растворё Нг ^^(М^Те обогащенном СйТе. Однако наблюдается отклонение от хаотического распределения для промежуточных составов, и преобладании фазы типа АВдС4 в сплавах, обогащенных НВТе (х*3/4).

3. Аналогичный анализ для твердого раствора сй1_х2пхТе определяет хаотическое распределение ионов С<3 и по катионнной подроиетке данного сплава.

4. Разработанный метод гармонического анализа микроскопического

■

движения йонов сплава позволил расчитывать частоты оптических мод фрагмента решетки содержащего около 2800 атомов .

5. Разработанный метод предсказывает для сплавов Cdj_xHgxTe и Cd^_xZnxTe многомодовый тип перестройки фононного спектра с изменением состава и одномодовый тип для сплавов ZnTelxSex> что совпадает с экспериментальными данными .

6. Проведенные исследования показали , что тип перестройки зависит от ширины корреляционной функции смещений ионов в процессе оптических колебаний.

В приложении описана программа на языке PASCAL воостановления из спектра отражения функции диэлектрической проницаемости.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах:

1. С. П.Козырев, В.Н.Пырков,. К .Водопьянов. Спектр решеточного отражения сплава са^Нв^е^О-О.8) .ФТТ, 1992,т.34,2372-2381.

2. С.П.Козырев,В.Н.Пырков,Л.К.Водопьянов. Перестройка колебатель-

/

ных спектров полупроводниковых сплавов са1_хгпхТе. ФТТ,1992,т.34,2367-2371.

3. С.П.Козырев,В.Н.Пырков,Л.К.Водопьянов. Особенности перестройки колебательных спектров сплавов полупроводник-полуметалл саТе-НйТе (решеточные моды). ФТТ,1992,т.34,3695-3704.

4. С.П,Козырев,В.Н.Пырков,Л.К.Водопьянов. Особенности перестройки колебательных спектров сплавов полупроводник-полуметалл сате-нгте (двухмодовое приближение). ФТТ,1992,т.34,3705-3710.

5. В.Н.Пырков,С.П.Козырев,Л.К.Водопьянов.Численное моделирование ИК-активных колебаний в сплавах А^ ХБХС- ФТТ,1993, N 9.

Цитированная литература:

1. D.W.Taylor.Vibrational properties of Imperfect Crystals. Hith Large Defect Concentration.Phys.Rev.1967,v.156,p.1017.

2. Y.S.Chen.Shocley.G.Pearson.Lattice Vibrational Spectra of GaAs1_xPj{ Single Crystals. Phys. Rev. , 1968, v. 151, p . 648.

3. H.W.Verleur,A.S.Barker. Infrared Lattice Vibrations in GaAs^P A1loys.Phys.Rev..1966,v.149,p.715-729.

4. B.M.Бурлаков,Д.А.Рзаев,В.H.Пырков. Математическая обработка спектров отражения. Препринт ИСАН,Троицк, 1985,28с.

5. D.Zamir,K:Beshah,P.Becla,P.А.Wolff,R.G.Griffin,D.Zax,

S.Vega,N.Yellin. NMR studies of II-VI semiconductor alloys. J.Vac.Sci.Technol.A.,1988,v.6,p.2612-2613.

6. H.Bottger.Principles of the Theory of Lattice Dynamics. Acadenie-Verlag,Berlin 1983.

150-

140-

150-

12С-

Ы (.см"')

Сс1-Те

Нд-Те

СсК4-гОНдсп)Те ___-

п=2

^ »

а-0

а=1

Сс^Нд^Те Т= 25 К

Т-1—I-1—1—I-1—I-г

НдТе . -8 .7 .6 .5 .4 .2, .2 СсЛе

Рис. 1.-Распределение частот репеточных ТО код и° и «н С<1-Те и

л п

Нй-Те колебаний базисных ячеек С(1(4-п)Нз(п)Те(п=0,1,2,0,4) в зависимости от состава сплава С<1, Нн Те при 25 К .

рис.2.- Силы осцилляторов решеточных мод Сё-Те колебаний базисных ячеек Сс1(4-п)Нй(п)Те для разных составов сплава С<11_хНвхТе при Т=25 К. Сплошной линией показаны распределения сил осцилляторов для 4-х мод с п=0,1,2,3 в зависимости от состава сплава в приближении хаотического распределения катионов С<1 и Не в сплаве.

V х=0.75

хгО.95

хга.55

\ х=0.45

хг0.25

х^ЛО

х=0.05

75 «Шеи)

Рис. 3-4>ункции спектрального отклика «<„> < в произвольных единицах ) сплавов А1.хВхС х, 0.05, 0.1, 0.25, 0.45,0.55. 0.75.

0. 90,0. 95, для силовой постоянной к.0.6 Ю5 дин/см и ионного заряда а) 9=0.06е , „ а=0.7е . в) ^ 4е ^ ^^ сплава м^, .

Рис.4- Koppe ««ционная функция смедений атома С в твердом растворе Ai_xBxc в процессе возбуждения однородным по

пространству электрическим полем E(t)=E Е,cosС и.t>.Параметры

i

как иа рисукхе 3 .х=0.45.