Оптические и магнитооптические свойства некоторых тройных полупроводниковых кристаллов тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ



НАЦИОНАЛЬНАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ШРШЗСКОЙ РЕСПУБЛИКИ

ИНСТИТУТ ФИЗИКИ

На правах рукописи

КАШМПАКОВ РАКШ КАРШДАКОВИЧ '

ББК В374: В379.24

ОПТИЧЕСКИЕ И МАШ1ТООПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА НЕКОТОРЫХ ТРОЙНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ КРИСТАЛЛОВ

01. 04. 07. .-Физика твердого тела 01. 04. 05 -Оптика

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Бишкек — 1995

Работа выполнена в Кыргызском государственном национальном университете и Ленинградском физико-техническом институте имени А.Ф. Иоффе АН СССР

Оффициаяьные оппонента: I. Доктор физико-математических наук,

" профессор Ермагов С.Е.

2. Доктор физико-математических наук, профессор Каднржанов К.К.

3. Доктор физико-математических наук, . - профессор Маралов А.М.

Ведущая организация: Казахский, государственный национальный: университет имени Аль - Фараби

Защита состоится 1995 г. в_час.

на заседании специализированного совета Д.01.94.08 в Институте физики Национальной Академии наук Кыргызской Республики.по адресу: 720071, г. Бишкек, Шуйский проспект 265'а

С диссертацие моано ознакомиться в центральной научной библиотеке Национальной Академии Кыргызской Республики

Автореферат разослан -¿Г» ЛШ^ 1995 г.

Ученый секретарь специализированного совет

к.ф.-м.н. rjJt-CJi Ь1еренкова Л. К.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОШ

Актуальность теш;. Значительное расширение выбора полупроводниковых материалов с разнил сочетанием свойств особенно важно и интересно сейчас, когда в электронной технике возникла новая область - оптоэлектроника. Её специфика заключается в том, что необходимо оптическое согласование пар излучатель-приемник, работающих в разных областях спектра. Это требование выполнимо при условии большого разнообразия полупроводниковых материалов.

Для управления фотонным пучком в оптоэлактронных устройствах также необходимо применение различных материалов, способных обеспечить определенный физический эффект нужной интенсивности в заданном спектральном диапазоне.

Для использования полупроводников в технике особенно су- • щественно точно знать их энергетическую структуру, которая в основном определяет их поведение при приложении к ним разного рода внешних воздействий.

В свою очередь энергетическая структура полупроводникового материала зависит от химического состава, что дает возможность создания новых полупроводниковых материалов с промежуточными свойствами. В последнее время поиски новых полупроводниковых материалов в пределах алмазоподобной группы продолжаются в направлении исследования тройных, четверных и более сложных соединений, компоненты которых являются гетеровалентнымн.

К настоящему времени получены и в некоторой степени исследованы тройные соединения типа и их твердые растворы, такие как А3В^ - Л2В4с|, а также А2В4с| - А2В4с|.

Почти все оптические свойства А^С5 изучались в естественном свете несмотря на то, что многие представители этих соединений кристаллизуются в некубической решетке. Как известно, кристаллы с некубической структурой относятся к оптически сложным веществам, следовательно, • необходимо изучать их свойства в поляризованном свете, причем в различных ориентация* вектора В относительно оптической оси.

Кристаллы Btj2Qe02Q (BID) и BijgSiO,^ (ВСО) не относятся к алмазоподобным соединениям, однако они нашли широкое применение в оптоэлектронике в качестве среды для записи голограмм и для создания устройств пространственно-временной модуляции свата.

В связи с вышеизложенным, исследований опгичесишх и магнитооптических свойств бинарных, тройных соединений и их твердые растворы предетавляют большой научный и практический интерес.

Цель работы заключалась в изучении зонной структуры некоторых, мало изученных и совершенно новых, впервые полученных тройных соединений А%^с| и твердых растворов на их основе. Для достижений этой цели необходимо было решить следующие задачи:

1. Разработать комплексную методику исследований, включающую в себя высокочувствительные оптические, магнитооптические и другие методы, при трех фиксированных температурах, в широком диапазоне длин волн.

2. Более точно измерить оптические константы и установить их дисперсионно-температурные зависимости с применением поляризованного света на ориентированных кристаллах.

3. Определить ширину запрещенной зоны новых полупроводниковых кристаллов.

4. Определить параметры зон изучаемых материалов с целью построения их зонной структуры.

5. Исследовать оптическую активность вдоль кристаллографической оси с и в других направлениях.

Научная новизна работа заключается в установлении зонной структуры мало и совсем неизученных полупроводниковых материал лез как тройных соединений, так и их твердых растворов; в получении более точных значений оптических констант с применением поляризованного света с электрическим вектором.Е при двух ориен-тациях относительно оси с; , во введении поправки в известную формулу А, В. Шубникова, учигываицей гиротрошш кристалла и даадвй возможность отделения оптической активности от двойного лучепреломления.

В методическом отношении новизна заключается в разработке и применении коэффициента отражения на ориентированных монокристаллах; ^эффекта Фарадея на неориентированных кристаллах; методики определения разности главных показателей преломления на неориентированных монокрисгаллических пластинках; методики измерения гиротропии в ориентированных кристаллах Сс^бл^ и Сс)(ЗёР2. Выше разработанные комплексные методы вполне могут быть применены по всем тройным соединениям а2в4с&

Основные положения, вшосимне на защиту.

1. Получение описания диэлектрической постоянной кристалла С^£пА52 и вклад в нее свободных носителей заряда тензорами второго ранга, установление формы оптических индикатрис первой из указанных величин в виде вытянутого, а второй - в виде сплюснутого эллипсоидов вращения.

2. Методика для определения значений эффективной массы носителей заряда на неориентированных образцах со структурой халькопирита.

3. Значения главных показателей преломления и их разность в зависимости от длины волны при трех фиксированных температурах (300 , 83 и Ю°К) для СсйпА^ и при комнатной температуре для С№Р2.

4. Теория и методика определения оптической активности з кристаллах точечной группы 42 т в ИК области спектра. Экспериментально выделенные значения удельного вращения плоскости поляризации для образцов Сс^пА^ и

5. Зонная структура СйЬпА^ и 1пА$ и сущесг.>с22нпе второй подзоны в зоне проводимости. Энергетический заз^у этими зонами.

6. Спэктры коэффициента отражения л пропускания и отсвда определенные значения ширины запрещенной зоны следущих материа- ' лов: СсБ1А$2, 2?аА5 - 2пВ1Аз2, 2(?аА5 - £п(?еА52, М3А$2 ~ 2^пТв

и другие.

7. Деление по зонам рассмотренных полупроводниковых материалов по ширине запрещенной зоны на стандартные (Сс/$1А£2, ВСЮ, ВГО, Дд£ьА52» Сс^5пР2, ¿п(?еАз2. Сс^еА^ и их твердыэ растворы) и на нестандартные (полупроводники Кейновского типа, 1пА5, С(£пА52)<

8. Различные значения эффективной массы, определнные из эффекта Фарадея и из'плазменного минимума в образцах 1пАь, кал удалось теоретически объяснить, с учетом наличия дополнительной подзоны, находящейся не в-центре зоны Бриллюэна (Сс(5пА52» 1пАь).

. 9. Параметры зонной структуры для полупроводников и твердых растворов п-типа и значения эффективной массы плотности состояния для полупроводников р-типа со стандартной зоной проводимости.

10. Изменение ширины запрещенной зоны твердых растворов либо по линейному закону, либо по сложному нелинейному закону, в зависимости от молярного состава твердых расторов.

11. Явление дихроизма, связанное с кристаллическим расщепле-

нием и с правилом отбора при ЕкойЕювИК области спектра с точечной группой 42т.

Дачный вклад автора. Диссертационная работа является результатом исследований автора в научной лаборатории кафедры физики полупроводников и диэлектриков Кыргызского государственного национального университета и в лаборатории неравновесных процессов . физико-технического института им. А.Ф.Иоффе на основании договора о содружестве мезду этими организациями.

Использованные в диссертации и опубликованные в соавторстве с Ухановым Ю.И., Шмарцевым Ю.В., Прочухановым В.Д. и другими результаты экспериментов были получены совместно при личном участии автора.

Натчное и практическое значение. Оптические и магнитооптические свойства тройных соединений А%4с| и твердых растворов на их основе интересны как для теории, так. и для выявления областей практического применения.

Абсолютное значение нелинейной восприимчивости для генерация второй гармоншси у многих тройных соединений превышает значение этого параметра для кристаллов, применяющихся на практике (Щ1). Вероятным преимуществом тройных соединений этого типа как нелинейных оптических материалов может явиться их двулуче-преломление, отсутствующее у соединений и необходимое для выполнения условий синхронизма. Генерация второй гармоники, обнаруженная в тройных соединениях Сс&пА^ и Сб(?еР2» уже используется для удвоения частоты излучения.

Обнаруженная оптическая анизотропия, оптическая ширина запрещенной зоны, дихроизм в инфракрасной области спектра и многие другие свойства тройного соединения и твердых растворов на их основе используют для создания согласованной оптоэлектронной пары в оптоэлектронике.

В применении к исследованным тройным соединениям технология . находится еще на предварительной стадии - рассматриваются главным образом вопросы получения кристаллов. Работа по изучению пленок только начинается, но совершенно ясно, что проделанные до сих пор работы создают для этих исследований необходимую базу.

Апробация работы. Основные результаты диссертации докладывались на конференциях и симпозиумах: на У науно-технической конференции КПИ (Кишинев, 1969); третьем Всесоюзном симпозиуме по полупроводникам сложного состава (Москва, 1969); Всесоюзной

научной конференции по тройным полупроводникам А2В4с| И А^С^. (Кишинев, 1972); I республиканской научной конференции по физике твердого тела (Ош, 1986); Д республиканской научной конференции по физике твердого тела (Ош, 1939).

Результаты работы докладывались на семинарах лабораторий академика В.М. Тучкевича, Н.А.Горшовой физико-технического института шл. А.Ф.Иоффе АН СССР г. Ленинграда; на кафедре физика полупроводников и диэлектриков Ленинградского политехнического института; на научной конференции Кыргызского национального университета, на кафедре физики полупроводников и диэлектриков физико-технического факультета.

Публикации. Основные результаты работы опубликованы в 20 научных трудах, приведенных в конце автореферата.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из вве--дения, четырех глав и заключения, изложенных на 260 страницах машинописного текста, включает 85 рисунков, 23 таблицы. Библиография содержит 290 наименований.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОШ

Во введении обоснована актуальность темы диссертации, сформулирована основная цель исследований, изложены основные положения, выносимые на защиту, и дано краткое содержание работы.

Первая глаза носит' обзорный характер и состоит из трех частей:

Часть I. Сведения из оптики анизотропных сред.

Часть 2. Магнитооптические явления в полупроводниках.

Часть 3. Обзор литературы«

В связи с тем, что большинство тройных соединений А В относятся к оптически анизотропным кристаллам, первая часть посвящена рассмотрению вопросов оптически анизотропных сред. В'ней рассмотрен тензор комплексной диэлектрической проницаемости (и, к), полученный из уравнения связи и характеризующий свойства среды /I/. Зависимость тензора (от волнового вектора к соответствует пространственной дисперсии. Кристаллы делятся на гиротропные и негиротропнне в зависимости от наличия или отсутствия линейного члена волнового вектора к при разложении ¿¿; (и.% к) в степенной ряд. Далее приведены некоторые

свойства тензора (и), к) и показано, что симметрия его одинакова для всех кристаллических классов данной системы (сингонди). Следовательно, векторы гарецаз. д' а связана с £у- (Ч к) в зависят от кристаллических классов. Дана таблица возможных тензоров к) 11 псевдотензоров для всех кристаллических систем. В конца дается формула для коэффициента пропускания анизотропной пластинка как функция двупреломления пластинки и • обсуждается влияниэ естественной активности на двойное лучепреломление.

Из трех характерных областей подробно рассмотрена область частот «4 частота, соответствующая ширине заг-

прещенной зоны полупроводника Е0), «А. - частота решеточных колебаний, так как по данным из этой области спектра можно извлечь большое количество физических параметров, необходимых для расчета зонной структуры.

Бо второй части первой главы особое внимание уделено рассмотрению особенностей магнитооптических явлений полупроводников в той же области частот и4. Приведена таблица выражений для эффективной удельной проводимости б*<ргр в полупроводниковых кристаллах с кубической симметрией. Выражения получены исходя из микроскопической модели среды, для которой определяется скалярный показатель преломления в трех случаях при следующей; взаимной ориентации векторов Т, В, Е /2/ :

* - Таблица I

Направление распространения Поляризация ' Эффективная удельная электропроводимость дфф

Г н В г±в ЕЛ. Б 1 II В - у- £, бхх )-¿(С -ч&ч)

В третьей части первой главы дан краткий обзор литературных сведений по оптическим и магнитооптическим свойствам кристаллов С<ЙиА52 п- и р-тида. Отмечается, что до сих пор исследования проводилась в основном лишь на неориентированных образцах в естественном.шш частично поляризованном свете. При этом зависимость оптических* • магнитооптических свойств кристаллов Ос&пА^

от концентрация свободных электронов практически не исследовалась.

В этой части I главы такге приводится литературный обзор по исследуемым твердил растворил и по ВСО и BID.

На основании представленного литературного обзора можно сделать вывод, что тройное соединение CdSnA^ является наиболее интересным материалом со свойствами, делящими его ванным.с точки зрения практического применения. В основе количественных расчетов, Еыполненшгх в настоящее время, лелаг нервлятлвистское уравнение Шредингера. Поэтому они не могут дать удовлетворительных результатов для соединений с узкой запрещенной зоной (Е По этой причине, в частности, не приведены теоретические расчеты зонной структуры для CdSnAsg. Для построения количественной картины зонной структуры необходимо проводить комплексное экспериментальное исследование оптических п магнитооптических свойств этих полупроводников. Поэтому основной задачей работы по CdSnAs2 было определение эффективной массы электронов и изучение ее зависимости от концентрации электронов и от температуры, что по-слуаало основой для расчета параметров энергетической структуры данного кристалла. Поскольку кристаллы 1?В с| относятся к оптически одноосным кристаллам, го вх свойства необходимо изучать в поляризованном свете на ориентированных образцах, для чего пренде всего было необходимо определить главные показатели преломления, разность показателей преломления Дп, удельное вращение вдоль оптической .оен , анизотропию плазмы К и значения ширины запрещенной зоны Ей. при Üic и Ew при Si'с.

Вторая глава посвящана методике эксперимента.

Для исследования оптических п магнитооптических свойств в полупроводниковых кристаллах с некубической симметрией необходимо точное определение кристаллографических осей, что очень ванно для измерения величины ряда оптических параметров EQ. Для измерения выбирались кристаллы с нузной концентрацией носителей заряда. Затем ориентирование осуществлялось с применением обратной съемки по методу Лауэ. После этого из ориентированного монокристалла вырезались пластинки, поверхность которых была перпендикулярной а тетрагональной оси четвертого порядка с, для исследования оптической активности и эффекта Фарадея. Для исследования коэффициентов отражения и поглощения в поляризованном свате при Esc- образцы были вырезаны, по оси Т5. •

Коэффициент поглощения определяли из измеренных величин прозрачности Т и коэффициента отражения Р по формуле /3/

I - Б?- в

Для исследования оптических и магнитооптических явлений полупроводников при низких температурах применяли цельнометаллический криостат, позволяющий проводить измерение в интервале ' температур от 10 до 295°К /4, 5/. Температуру образца измеряли с помощью угольного сопротивления либо термопараш медь-констая и медь-золото (2$ Со в Ац, ).

Далее описаны оптические и магнитооптические схемы, примененные для проведения измерений спектров поглощения и отражения, а таете схемы для изучения оптической активности, двойного лучепреломления и эффекта Фарадея.. Примененное магнитное поле достигало 30,5 к1Ъ в зазоре 10мм. В связи с отсутствием в литературе сведений о методике измерения оптической активности в ИК диапазоне, в работе этому уделяется особое внимание.

В зависимости от применяемого прибора и методика погрешности измерения составляла

- коэффициент Холла - 5,0$

- коэффициент пропускания 3,0$

- коэффициент отражения " .5,0%

- коэффициент поглощения . - 7,0$

- эффективная массаг . " •

а) из эффекта Фарадея ' 8,-0$

б) из отраяения ^ 11,0$

- разность главных показателей преломления . 0,5$

- показатели преломления:

а) из отражения * 6,0$

б) из интерференции 0,5$.

- ширина запрещенной зоны - .9,0$

Третья глава посвящена результатам эксперимента и состоит из двух частей.

В первой часта описаны результаты эксперимента в следующем порядка: показатель преломления; магнитоплазменное отражение; двойное лучепреломление; естественная оптическая активность; край собственного поглощения; эффект Фарадея в Сс^и/^.

Во второй часта приведены результаты эксперимента по СИ5Ш2, Сс*5ДА52 - СЙ5ПР2, 2ЦаАз -ЗпфзА.«^ 2£аАз2 -2п5»А52,

Сс^- ггпТе, 1пАл>, КТО, ВСО.

Результаты эксперимента приведены в следующем порядке: край собственного поглощения в СЗ^£А52, край собственного поглощения в Сс^5пАз2 - Сс«11Р2, край поглощения твердых растворов по разрезу 2£<аА5- 2д(?еА52 и 25аА5 -2п51А52, край собственного поглощения и отражения в Сс^А£2 - 2 дТе, силениты ВТО и ВСО, 1пАБ.

Исследование оптических и магнитооптических свойств Сс15пА22 было проведено на двадцати одном монокристаллическом обоазце п-типа с концентрациями электронов при комнатной тем-

ТА ТА

пературе от 5-10 до 5-10 см и на одном монокристалле р-типа с концентрацией дырок при температуре жидкого азота 2.7-Ю17 см"3. Измерения были выполнены в плоско-поляризованных лучах в области длин волн от 2 до 25 мкм при фиксированных■температурах 295 , 83 и Ю°К как на ориентированных, так и на неориентированных образцах. Параметры исследованных образцов приведены в таблице 2. .

Для эксперимента были взяты ориентированные образны 7п и 8р (см. табл. 2). На этих образцах наблвдали интерференционные картины в широком диапазоне длины волны от 3 до 20 мкм. Поскольку вектор распространения Г параллелен оптической оси с, показатель преломления соответствовал обыкновенному лучу. При определении показателя- преломления соседних интерференционных максимумовтв широком диапазоне длин волн однозначно определить порядок интерференции УП не удается. Данная задача решена применением поляризованного света на ориентированных образцах 10п. Данные о коэффициенте отражения и его дисперсии позволили показатель преломления с точностью до 5%. Сопоставляя значения показателя преломления из отражения с данными показателя преломления из интерференции удалось определить порядок интерференции т и, следовательно, показатель преломления обыкновенного луча.

Показатель преломления для образца 7п, вычисленный из интерференции, дает те же значения показателя преломления для чистого образца 8р несмотря на высокую концентрацию электронов.

12 . Таблица 2

& образца } Толщина I с< , мкм г 1 ; | | Концентрация носителей ' Ы-1013 см-3 1 \ » ! Угол мезду оптической осью и поверхностью полировки у

1п ! 209,0*3,0 | 1,58 ■ I Ф 0,90°

1Ап ! ' 29,0+0,7 } 1,58 ! • 90°

2п' ! 260,0+4,0 г 0,42 ! + 0,90°

2п ! 45Э,С^£,0 ! 0,42 ! - 0,90°

2Ап' ! 2500,0 ! 0,42 1 « 0°

2Ап ! 21,3+0,.7 1 ■ 0,42 ! = 90°

Зп ! 35,0+1,0 ! 3,50 I f 0,90°

4Ап ! 18,0+0,6. ! 1,76 г » 90°

5п ! 45,0+1,0 ! 2,60 ! ^ 0,90° •

6п ! 46,0+1,0 ! 2,86 ! - 55°'.

7п 1 16,3+0,3- .! 2,85 1 а 90°

8Р ! 21,4+0дЗ ! 0,05 ; а 90°

8р' ! 34,0+1,0 т 0,05 1 * 0°

9Ап ! 16,0+0,3 ! 1.10 » = 90°

Юп ? 3000,0 Г ' 5,00 ! = 0°

ЮАл ! 45,0+1,0 { 5,00 г = 90°

Ил ! 135,0+3,0 ! 2,86 I ? 0,90°

11 Ап 1 19,8+0,6 | • :г,8б I = 90°

15п ! 340,0+5,0 ! 0,22 ! = 0°

15 Ап1 ! 280,0+5,0 } • 0,22 | = 45°

15Ап ! 325,0+5,0 ! 0,22 ! = 90°

Здесь приведены такке данные об изменении показателя пре- . ломления с изменением температуры. Далее приведены результаты анализа интерфернционной картины за счет двойного лучепреломления и в этом случае невозможно определить порядок интерференции. Однако, при определении показателя преломления из интерференции, замечено, что существует порядок отражения гп + I, в фиксированной длине волны, при котором показатель преломления остается постоянным и истинное значение показателя преломления соответствует, порядку интерференции Л1). Для определения разности главных показателей преломления найдены значения порядка интерференции /4 + 1 при фиксированной длине волны, еде дп оставалась

постоянной в рассматриваемом интервале длин волн. Следовательно, порядок интерференционного минимума при фиксированной длине волны можно принять равным т , аналогичные результаты получаются и по методу, использованному в работе /4/.

Показано," что разность главных показателей преломления может быть определена з неориентированном монокристалле, есла из наго вырезать два образца с взаимно перпендикулярными плоскостями. Благодаря разработанной методика удалось определить разность главных показателей преломления в кристаллах СйЗпА^. Обнаружено, что зависимость разности главных показателей преломления кристалла и пластинки от длины волны состоит из двух частей АП= А12_ +Д|г , 1деЛЯ_ - значение до длины волны

А

¿Л- 7,8 мил, адгц - начиная с указанной длины волны и далее.

В полупроводниках, оптическая анизотропия которых обуслов-. лзна кристаллической решеткой и электронной плазтй, большой интерес представляет изучение отражения в поляризованном свете. Установлено, что высокочастотный коэффициент отражения Кп при Е не оказался больше, чем при Еле. Это свидетельствует о том, что кристалл Сс^лА^ до длины волны Л. = 7,8 шел оптически положительный, после этой длины - отрицательный.

Зависимость дп. от длины волны падающего излучения для образца 15п приведена в табл. 3. С понижением температуры от 295°К до Ю°К абсолютная величина да уменьшавтся. Термический

коэффициент В = ^ описыващий это уменьшение, оказался

А Ь.Т-т равным 4,2 Ю"4 град

Таблица 3

!Х, мкм ! Порядок 01 ! дги и ! Порядок т ! ! интерференции! 1-™ !интерфэренпап! ДМ

6,00 ! 9,5 ! 0,158 ! 7,70 ! 7,0 ! 0,160

5,25 ! 9,0 ! 0,160 ! 9,10 ! 6,0 ! 0,160

. 6,60 ! 8,5 ! 0,165 ! • 9,90 ! 5,5 ! 0.160

6,'85 ! 8,0 ! 0,182 ! 11,00 ! 5,0 ! 0,161

7,25 ! 7,5 ! 0,161 ! 12,20 ! 4,5 ! 0,161

На ориентированных образцах при Г И о падапдай плоско-поляризованный свет, выходя из кристалла, оставался практически неизменным как до виду поляризации, так и по направлению плоскоо-72. колебаний, что сведетельсгвуег об отсутствии естественной

активности согласно Паю /5/, или se она так мала, что ее обнаружить нзвоачохно при исследуемой толщине.образцов d = 10 + ■?• 325 мкл.

Существование естественной активности в других направлениях теоретически предсказано в /5/ и экспериментально обнаружено впервые. Наличие оптической активности в таких кристаллах приводит к афректу, суть-которого заключается в следующем амплитуды интерференционных максимумов уменьшаются с уменьшением длины волны. Еазрабогаан&яглгборая'.показаяа как это явление связано аналичием естественной оптической активностью "кристалла.

Далее приводятся спектры отражения в поляризованном свете на ориентированных образцах 21 п! и ЮАп . На образце 10An на-блвдалась плазменный и мапшгоплазменннй минимумы, откуда были опредэлвны эффективные массы как. продольные, так и поперечные.

Коэффициент анизотропии эффективных масс при этом оказался равным 0,8 + 0,2 и 0,8 0,1 соответственно.

Приведены коэффициенты пропускания на образцах 8р, 15п, 1Ац, ИАп, ЮАп при различных ориентация^ электрического вектора Е относительно оса четвертого порядка S, при трех фиксированных температурах 295, 83 и Ю°К. Вычисленные коэффициенты поглощения дали, возможность определить ширину запрещенной зоны этих образцов и величину кристаллического расщепления д..

Приведены результаты измерения эффекта Фарадея в ориентированных образцах при,трех.фиксированных температурах. При вычислении эффективной массы'из аффекта Фарадея-учитывался вклад свободных носителей а показатель преломления.

Разработана методика измерения эффекта Фарадея в оптических одноосных.неориентированных кристаллах. Разработанная методика применена для CdSnAs2 я эффективные массы, найденные по этой методике, хорошо согласуются с вычисленными значениями эффективной массы ориентированных кристаллов. Тог факт, что эти значения эффективной массы совпадают, доказывает о правильности разработанной методики.

В третьей главе такае приведена результаты -первых исследований края собственного поглощения в CdStASg. Исследованию подвергались образцы, выращенные из различных растворителей. В табл. 4 приведены данные и результаты измерений образцов CdStAsg.

Таблица 4

й

об- ! раз-, да •

! Состав растворителя

! Концентрация . !Е0,зВ, !£о,эЗ !Ь2.д)4 {носителей тока, !300ок ! 80ок !йТ

!

АМСГ16 см"3

!эВ/град.

25 ! СйАБ !

55 ! С6к$2 !

35 ! Сс»АЗ1^5 !

33 ! СС)3А52 !

25 ! СЬАб + I ат.# 1п !

2,5 0,5 0,1 6,0

! 1,51 ! 1,57 ! 2,55 ! 1,52 ! 1,58 ! 2,55 ! 1,51 Г 1,57 ! 2,65 ! 1,51 ! 1,57 ! 2,55 ! I 41 ! 1,49 ! 3,50

НаДцепы высокочастотные коэффициенты отражения, диэлектрические постоянные. По данным эксперимента построены грядка зависимости поглодендя от энергии фотона для каздого образца, откуда были найдены оптические ширины запрещенной зоны. В таблица-приведен таете термический коэффициент изменения ииринн запрещенной зоны. Обнаружен пик при длине волны ^ = 12,8 мкм. '

Края собственного поглощения в Сс^п^ - СЬБ^ исследованы в образцах, приведенных в табл. 5. В этой таблица такта приведены оптические ширины запрещенной зоны и коэффициент терма-», ческого изменения ширины запрещенной зоны, определэзнэЗ по известной методике. Как следует из таблицы, оптическая цшрина запрещенной зоны увеличивается о увеличением-мол.% содерзаная Сс)5ПР2.

Таблица 5

■К ! образца ! Состав, СЙ5ПР2* ! мол.$ ! СЬВпА^ ; Концентрация носителей, Мб18 см -3

I ! 10 ! 90 ! 8,0

2 ! 20 ! 80 ^ 1,0

3 ! 30 ! 70 ! 1.0

!

40

60

1

0,3

' В табл. 5, 7 приведены состав и результаты эксперимента твердых растворов по разрезу 2(?аАг - 2п£?еА*2 и 2?аА5 -2п51А52« Как следует из таблиц, ширина запрещенной зоны с увеличением составов как 2п£еАз2» так н ^пЭ^А^ уменьшаются. В них приведен термический коэффициент изменения ширины запрещенной зо_

4

кн

¿т

Таблица 6

Состав

! Концентра-! бптичаскгя ! Температурный |ция дырок .¡ширина за- | коэффициент

{ЛО-^-З

¡прещендой ¡сирины запретны Еп эВ Ценной.зоны !_?_I ¿3.104 »В

°К

Н280°К!83°К I ¿Т

¿¡ффекхивяыа массы дырок по отражению

т* 8т0

100 ! 0 ! — ' 11,37 ! - ! _ { _

95 ! 5 1 1,25 11,28 11,38 ! 5,0 I 0,27

90 ! 10 ! 2,90 'II,19 ¡1.27 ! 4,8 ! 0,48

80 1 20 ! 3,40 11,13 !1,23 1 3.9 ! 0,44

70 ! 30 I 4,10 11,08 11,19 ! 4.8 I 0,43

60 ! 40 ! 7,00 .11,02 11.14 ! 5,3 ! 0,33

00 ! 100 ! 1,00* ! 0,85 I - ! - I

На этдх образцах измерены коэффициенты отражения, обнаружен

плазменный минимум. По плазменному минимуму вычислены эффектив-

ные масса носителей заряда.

Таблица 7

! Состав тл.% { » Концентрация!•Оптическая ширина! дырок, ЕГО19! ^Решенной зоны, I са"3, '290°К | Ео» эВ • | Температурный кооффицианг ширины запрещенной зоны. .

2С?аАз !2П$1АЗ2{ • 1 290°К 1 83°К 1 сШо.104эВ/град

100 ! . 0 ! 2.6 . ! 1,38. ! ! ' 5,6

100 ! 0 ! 1,7 1-1 1.50 !

98 ! 2 ! ■ 4,1 ! 1.40 I 1.54 1 6,7

90 ! 10 ! 6,0° !' 1.36 ! 1,47 ! 5,5

80 ! 20 ! 2.7 I 1.33 1 1,45 ! 5,8

70 ! 30 ! 1.9 I 1,35- I 1,46 ! 5,3

65 ! 35 ! 2,7 ! 1,38' 1 — ! _

60 ! 40 1 2.6 ! 1,35 ! 1,48 ! .6,0

50 ! 50 ! 3.5 11.40 { 1,49. ! 4,4

40 ! 60 ! 2.5 1 1,41 1 1.51 ! 4,6

15,6! 83.4! 1.6 .'! 1,53 * 1.61 ! 3,9

10 . ! 90 ! 4.7 ! 1,71 1 1,81 ! 4,8

0 ! 100 ! 2,3 1.1.96 ! 2,02 ! 3,0

Г7

Параметры образцов, которые подвергались исследовании для определения края собственного поглощения и отражения, приведены в табл. 8.

Таблица 8

Состав мол.$ ! г 22пТе Концентрация ! Ширина запрещенной то о зоны, Еп, эВ •Ц-10Г18 см-3 4-^-я- ! 290°К ! 83 К Эффектная масса /Т7* В та

38,5 1,5 ! 8,10 ! _ 0,070

95,0 5,0 ! 6,20 0,21 т 0,23 0,068

30,0 10,0 ! -1,10 — ; — 0,056

85,0 15,0 ! 0,37 0,35 » 0,41 0,072

80,0 20,0 ! 0,04 - ! 0,072

Поскольку компоненты походных соединений имеют различные структуры, применялся рентгеноструктурный анаяиз о целью проверки структуры твердого раствора. Анализ показал, что тетрагональная структура Сб^А$2 не устойсива и переходит полностью в структуру сфалерита при введении 10 мол.;» 22пТе. 3 таблице приведены ширины запрещенной зоны и эффективные массы по данным из коэффициента поглощения и отражения. На этих образцах пааде-рены эффекты Фарадея, которые состоят из двух частей: меазоз-ной и на свободных носителях. 3 зависимости от структуры крлс-тала или от характера оптического перехода (прямой п. непрямой) иеззонный эффект Фарадея положительный, если оптический переход- непрямой, отрицательный - если оптический переход прямой. Из эффекта' Фарадея на свободных носителях вычислены эффективные массы, которые хорошо согласуются с данными из плазменного отражения и не зависят от концентрации дырок.

В силенитах bi.22Si.O20 и В'^^^О исслеД°вались оптическая активность и эффект Фарадея. Так как .они кристаллизуются в кубической решетке с точечной группой 23. Теоретически /5/ она доланы обладать естественной "кристаллической" оптической активностью. Измерения действительно показали наличие оптической активности и ее подчинению закону Био.- Измерения эффекта Фарадея показали, что переход" непрямой.

Противоречивые данные по эффективным массам, измеренные по плазменному минимуму и из эффекта Фарадея в п-типе 1пАб

/6,7/ заставили провести дополнительные эксперименты в широком диапазоне с концентрацией от 2*10^ до 4,8*10 см"3. Были измерены последовательно три оптических эффекта: отражение, поглощение и эффект Фарадея. Эффективные массы, полученные по плазменному отражению и из эффекта Фарадея, независимо от технологии получения образцов в от методики обработки поверхности, неодинаковы, т.е.-. эффектная масса , больше, чем эффектная масса , начиная с концентрации (1,5 + 0,04)*10^ см-3.

В четвертой главе дано обсуждение результатов эксперимента.

Под общим названием "Оптические постоянные в CdSnAsg" приведет показатели преломления обыкновенного луча в зависимости от длшш волны ^з^з.^ (2)

где —~ для CdSnAs2 оказалось равным 0,011 ыкм~*. Температурные зависимости показателя преломления обыкновенного луча выражаемся формулой _

' = (4,2 + 0,7) ИГ4 °К"1. (3)

"ГЙТ ~

j___Разность главных показателей преломления цря^<7;8 мки,

выражается формулой - .

=ДП0К --Ш^Х ■ С4)

а р^ность_главных■ показателей преломления при Ск > 7,8 мкм — формутой • d(AWa)

3 этих формулах, при X = О, = 0,208; АЧ = 0,144;

^ = 93.10 -4 . 13-ID"5 мкмЧ .

Для неориентированного кристалла 2пД110К = 0,095; .Д. =

= 0,065, 95 • юЛшм"1; = б-юЛцоГ1.

На основании формулы Маляра

AYlcosfy =АП)о ' (5)

и разработанной в данной раб о га'.'-методике найдены по формуле

1/2 1/2 cosf г = (—шш cosVo = (AMq<f) „ Подставляя числэн-х АПок Мод

ные значения, г.ю:то получить \р, = Ч> = 47°25 + 0°05 '. Рент-геноструктурным анализом установлено, что угол мезду оптической осью с и нормалью составляет 43°, который прекрасно согласуется с оптическими данными в пределах ошибки эксперимента, т.е. ^ = 90 - и = 90- 43 = 47°.

На основании формул (2) и (3) мояно написать дисперсионно-температурные зависимости.показателя преломления обыкновенного луча

(3,93 - 110-10~^3'(0,37о + 4,2 (7)

Для показателя преломления необыкновенного луча подобное универсальное выражение получить не удается.

Если предположить, что изменение показателя преломления с температурой такое же как у обыкновенного луча, то на основании формулы (4) и (5)

(4,133 - 205-ПГ4*) '(0,376 + 4,2' •Ю_4Т). (8) в области длин волн, когда кристалл Сс^ш^ оптически положительный и

1ГЦ= (4,074 - 123-ИГ4.*)-'(0,876 + 4,2;-Ю-4) (9) в области длин волн, цпе кристалл оптически отрицательный. Кз соображения симметрии могето сделать предположение, что формула -(4) или (5) справедлива для- всех кристаллов А З С^ со структурой халькопирита. Доказано, что Зта-фармула^ояазалась прйгодиой и для кристаллов СдСёВ^ со слэдухидаигшаданетрами

Мп =' 0,0155 и = о, ООП мш"Г. ,

0 6 X

Разность главных показателей преломления в • СдБпАв^ такзе вычислены-по данным отражения поляризованного излучения на ориентированных кристаллах. Она оказалась равной для образца Юп '

0,0205 - ГД.Ю"4^--^)^ (10)

где И - концентрация электронов, т* и ^ эффективные массы (продольная, поперечная) относительно оси четвертого порядка.

Для обнаруженного "эффекта" пересмотрена теория А.В.!1:убни-кова с учетом предполагаемой естественной оптической активности. Показано, что при наличии оптической активности, формула пропускания (интерференционная картина) действительно отличается от формулы А.В.Шубникова, т.е. смодулирована и-имеет слодую-

щий вид _ ■

Т - I [со 5 ff^rcos -¿SfLA + (II)

п -

где В/Х = _р0 - удельная оптическая активность представляющая закон Био, где В оказалась равной 3,48 град.мгаа для CdSnA^ и 0,32 град.мкм""* для кристалла CdQeP2.

До- долозэнию плазменного и магнитошгазменного минимума в спектре отражения при поляризованном свете найдено, что ГО* = = (0,046 + 0,007)Шо, т*= (0,055 + 0,008)т0 и коэффициент анизотропии эфХактивных масс Кт = (0,8 + 0,2). Полученный результат не противоречит теоретическим представлениям о струк- . туре зоны проводимости кристаллов CdSnAsg /Ю, II/. Некоторое превышение-над величиной Кщ, найденной в работе /8/, мозно объяснить вкладом высокочастотной проводимости электронов, находящихся в более высоких по энергии ветвях, как в центре, так и не в центре зоны Бриллаэна. Доказано, что четкость плазменного минимума з естественном свете зависит как от разности главных показателей преломления AY1, так и от величины анизотропии плазмы Km, В материалах, где эти величины больше, плазменный минимум в естественном свете и не наблвдаться. Отсюда вытекает необходимость исследований их в -поляризованном свете.

В результате исследований края собственного поглощения да ориентированных монокристаллах CdSnAs2 с помощью линейно-поля-ризовадного излучения установлено, что переход из валентной зо-ш V в зону проводимости С (У2-+-С) запрещен при £ н с, а при 3J-c - разрешен. Для ориентированного образца с концентрацией ■электронов ниже 10^ см""'5, наддено, -.что SQiJ = (0,23 + 0,01) зВ ■ и E0J_ = (0,26 + 0,01) зВ. Огсвда величина кристаллического расщепления А =(0,03 + 0,01) эВ.' Экспериментально доказано,

с

что это значение в пределах ошибки эксперимента не завиоит от концентрации электронов. В то'де время значения оптической ширины запрещенной зоны и Е зависит от концентрации электронов, что свидетельствует о малой плотности состояний в зоне проводимости этого материала.. Значение £01| соответствует оптическому переходу из точки Гг, в валентную зону на уровень Ферми в зоне проводимости. А ¿¡^соответствует переходу из точки 1-валентной зоны на уровень Ферми в зоне проводимости.

Далее подробно рассматривается эффект Фарадея в одноосных -

кристаллах. Теоретически и экспериментально доказано, что величина угла поворота плоскости поляризации а магнитном поле зависит- ох поляризации Еектора распространения Г относительно оса "5. Следовательно, значение т*, вычисленное из эффекта Фарадея на неориентированном образце, некорректно без применения специальной методики. Поэтому эффект Фарадея изучался только на ориентированных образцах, причем Г " с. При этом установлена смена знака фарадеевского вращения при ~ 3 мкм, что связано'с меа-зонным эффектом Фарадея. По наклону линейной зависимости И±9 = = { (3?) вычислены значения эффективной массы электронов, которые приведены в.табл. 9.

Таблица 9

Л образцов т°к П^-Ю^ЫХ) радиан/тесла Эфр. масса" , т/л10 Ширина запрещ.зоны Краст. расщеп Лс,эВ

Зол > эВ Е0ц, -эВ

8р 295 - .• — 0,261 0,230 0,031

10 - - 0,323 0,300 0,023

15Ап 295 7,000■ . 0,0194 0,164 0,231 0,033

10 " 0,320 - -

2Ап 295 4,400 0,0234 0,330 _

83 4,840 ■ 0,0234 - - — ■

9Ап 295 2,600 . 0,0316 —

83 ■ 2,760 0,0309 — — _

10 3,000 0,0295 - - -

Ш 295 1-; 910 0,0370 0,400 _ _

83 2,030 ' 0,0350 — . —' —

10 - - - 0,445 - ■

4Ап 295 1,530 0,0414 0,430 _ - —

83 1,590 0,0407 _ — .*.. _ .

10 1,590 0,0407 • - ** -

ПАп 295 1,090 0,0490 0,440 _ —

ез 1,130 0,0480 — —

10 1*130 0,0480 0,480 — -

10Ап 295 0,773 0,0584 • 0,443 — —

83 0,800 0,0574 " — — —

ЕТ 0,820 0,0564 0.506 — —

В работе показано, что значения эффективной массы электронов, полученные из измерений эффекта Фарадея'и из отражения, - практически не зависит ог температуры в области 295 - Ю°К. Зависимость эффективной массы от температуры, приведенная в работе /9/, по-видимому, связана с температурным изменением показателя преломления, т.к. в этой работе при вычислении значения гл. величина П. бралась постоянной и не зависящей от температуры.

В материалах, эде зона проводимости с малой'эффективной • массой плотности состояний непараболична, оптическая ширина запрещенной зоны Е0 определяется /3/

Е0 = Е^ + (Р - 4кТ) (I + (12)

Здесь 3? - энергия Ферми.

Для кристалла СсШпА^ при низких температурах формула (12) приобретает вщ ■ 14 2/

•Е0 = Е + Я 3, (13)

■ё 2/3

т.е. значение Е0 должно линейно зависеть от И , где И- концентрация электронов. Экспериментально было наЛдено существование двух областей линейной зависимости Е0 от 14Первая область низкой концентрации электронов: зона проводимости заполняется быстро, что свидетельствует о малой плотности состояний. При концентрации электронов 1,6-10®см"3 обнаружен излом в зависимости Е0 от Ш ' , что подаверздаег^изменениё плотности состояний на уровне Ферми при данной концентрации электронов. Вторая область Ш> ^б-Ю^см-3) — зона проводимости заполняв ется медленно, при комнатной температуре почти не заметно, что свидетельствует о большой плотности состояний.. По наклону Е0 ) из первой области по -известно!! эффективной ве'ли-

•чине массы электронов определено, что число эквивалентных эко-тремумов = I, а число экстремумов из-второй области — 3. Отсвда можно сделать важный вывод, что первая п вторая .зона проводимости находятся в центре зоны Бриллюэна (т.е. при к = 0), а третья зона проводимдсти не в центре зоны Бриллюэна. В соответствии с расчетами В.АНалдшдева /9, II/ возможными разположег-ниями этих минимумов является точка с симметрией Т^ + Т2 и точка в направлении <110 > не на границе зоны Бриллюэна. К сожалению, не удается получить образцы с заданной концентрацией, чтобы можно было бы сделать однозначный вывод о положении этого

минимума в к-пространства.

Полученный вывод о том, что экстремумы трзтьей зоны прово- ' дикости находятся не ъ центре Бриллюэна, подтверждается количественно из зависимости )2 от ^ ► вытекающей из теории двухзонной модели Кейна /II/. Здесь также обнаружен излом в зависимости гп*" = ^ (И^) при концентрации £J= 1,6-Ю^см? Зтот излом указывает на ненадежность двухзошой модели и на необходимость рассматривать более общую теорию.

Экстраполируя rr\*=f (Ъ12//3) к N = 0, найдено, что ГП^ = = (0,015 ± 0,005) •, которое близко по Ееличине к значению эффективной массы электронов на дне первой зоны. Зге; по-видимому, связано с тем, что несмотря на участде в эффекте Фарадея носителей обеих зон, в диапазоне концентраций ЗМЖ^ом-3, основной вклад дают носители нижней зоны. Тот факт, что полученное экстраполяцией к N = 0 значение эффективной массы электронов совпадает с расчетным значением эффективной массы на дне абсолютного минимума зона проводимости указывают на то, что первая а вторая зоны проводимости обладают .близкими характеристиками не-параболичности. Поэтому (с учетом n)( = I), можно допустить, что эти зоны находятся^вероятно, в.центре зоны Бриллюэна и имеют симметрию Г| з Г2 соответственно.

• По наклону начального участка т*=^(ЗМ ' ) найдена величина квадрата матричного элемента взаимодействия зоны проводимости и валентной зоны Р^ = (1,0 + 0,01)»Ю~^(эВ.см)^. Значение квадрата Матричного. элемента, найденное из нашего эксперимента, удовлетворительно согласуется со значением, вычисленным КеЗяом для Зтот экспериментальный ,яЬакт_я .яяется веским

аргументом сходства энергетических зон а А^В5 в точка

к => 0. Эксперимея тально найденное значение еппн-орбпталъного расщепления Aso31 (0*5 +. 0,1) эЗ хорошо согласуется с расчетными данными /12/.

В работе также показано, что для тройных соединений а2з4с| со структурой халькопирита такие параметры как: а) высокочастотная диэлектрическая проницаемость <5°°, б') обратная эффективная масса -^jj могут•быть записаны как тензор второго ранга

тх О О О тх о

(14)

0 о Ш

Вместо Т можно подставить любой из выше указанных парамет-

ров.

С применением естественного света Получаем некоторые усредненные значения таких величин, как ширина запрещенной зоны Е0, коэффициент показателя преломления п^по формуле

V = -Г (2п01 + пои>-Надо отметить, что значение пср зависит от того, какой угол образует оптическая ось с с оптической плоскостью полировки.

В результата анализа экспериментальных данных по Сс&А^ было выявлено, что в диапазоне длин волн I 15 мкм величина коэффициента отражения постоянна и равна (29,6 + 0,9)%, что соответствует показателю преломления 3,40+ 0,05. Следовательно, высокочастотная диэлектрическая проницаемость равна П,о + 0,3. Полученная величина показателя преломления является усредненной согласно Формуле

-Г <2пох + V = 3'4'

Из спектральной' зависимости коэффициента поглощения в естественном свете в области собственного поглощения определены значения ширины запрещенной зоны Сс151А52 па образцах, выращенных из различных растворителей при двух тестературах 83 и 2Э0?{ , которые оказались равными '2,51 и. 1,57 эВ соответственно. Термический коэффициент изменения ширины запрещенной зоны -д^г оказался равным 2,65-10"~х эБ/град. В области длин волн I ь 4 мкм имеется слабое поглощение. - При длине волны = 12,8 шел .имеет-, ся пик поглощения, который модно связать с поглощением на колебаниях решетки или на комплексах.

Из спектральной зависимости коэффициента собственного поглощения определены значения ширины запрещенной зоны твердых растворов М5пР2 -Сс15пА52 при температурах 83 и 300°К и термический коэффициент-изменения ширины запрещенной зоны, указанных твердых растворов. Соблюдается линейная зависимость Е0 от тл.% состава Сс)5пР2.

Как показали исследования, в системе ЗпСз.^ - 2СаАз не каблэдаюгея образования непрерывного ряда твердых растворов. Твердые растворы образуют до 40 мол./5 ^пСзА^ :со стороны ар-сенида галия. Растворимость СаА5 в 2ПцеА$2 не была обнарукзна.

Твердые растворы ¿п5£А52 - 2(?аА5 образуются в более широком интервале составов, чем твердые растворы - 2(^аА2.

В £ЗаА5 растворяется до 50 мол.% 2з£1к%2 образуя структурнув фазу сфалерита.

■ Как известно, в физике полупроводников и полупроводниковой технике, большое значение шла от возмо.'.'Шость управления типом проводимости и концентрацией носителе;! заряда. С этой точки зрения основным недостатком сплавов А~В'^с| - является то, что исследованные образцы, полученные из стехиомэтрического состава обладают устойчивой дырочной проводимостью с высокой концентрацией носителей заряда.

Изменение шлрилы 'запрещенной зоны в зависимости от состава исследовано оптическим методом. 3 твердых растворах 2дЗеА52 -2(*аА$ и ^л5(.А52 - 2С«аА5 обнаружен сложный характер изменения ширины запрещенной зоня при изменении состава. Кривая изменения 30 в зависимости от состава в них отклоняется в сторону меньших энергий. По характеру изменения параметра решетки, концентрации дырок и ширины запрещенной зоны твердые растворы - 2£?аА5 мокло разделить на три области:

а) Твердые растворы вблизи арсенида галия до 15 - 20 мол.% (со стороны сфалерита). В этих твердых растворах обнаруживаются следующие свойства: оптическая ширина запрещенной зоны уменьшается и достигает минимума вблизи составов 20 мол.# 2п.51А52» концентрация носителей заряда достигает минимума.

б) Твердые растворы от 25 до 60 мол.% со структурой сфалерита. В этих растворах наблюдаются лилейные увеличения оптической' ширины запрещенной зоны о увеличением концентрации Тя&Ия^ и частичное понимание концентрации носителей заряда,

в) Твердые растворы со структурой халькопирита от 0 до 17 мол./? 2{?аАз. В этих растворах наблюдается излом, на кривой изменения ¿0 и резкое увеличение значений Е0 по мере возрастания содержания 2п31А52» концентрация нооителай заряда уменьшается на порядок.

Существование указанных трех областей твердых растворов 2л$1А52 - 2СаАз модно объяснить изменением характера межатомного взаимодействия и различием кристаллических структур исходных соединений.

Рентгенострухтурным анализом установлено, что тетрагональная структура Сс^АЗд не устойчива.

Измерение меазонного эффекта Зарацея и характер края поглощения показали, что измацание кристаллической структуры исслэдо-

ванных твердых растворов приводит к изменению их зонной структуры.

Эффективная масса электронов в твердых растворах, определенная из эффекта Фарадея, а также из отражения при всех исследованных температурах, оказалась равной 0,07

На. основании данных эффекта Фарадея и отражения показано, что зона проводимости исследованных твердых растворов парабо-лична и существенно не меняется с изменением концентрации носителей заряда и температуры»

£ связи с тем, что в IaAs ширина запрещенной зоны сравнила с сшш-орбиталышм разрешением, для расчета зоны пршенялась трехзонная. модель КаЗна. Тот факт, что оптическая ширина запрещенной зоны претерпевает излом в'зависимости EQ = ), доказывает о существовании дополнительной подзоны в зоне проводимости. С учетом дополнительной подзоны выведена формула для эффективных касс, определяемых из эффекта Фарадея и из плазменного отражения, Формула получена при следующих допущениях, что вторая подзона: а) стандартная; б) не стандартная.

По наклону тангенса'угла зависимости SQ от Л ' можно

определить массу плотности состояний по формуле

- <Е)

Для InAs масса плотности состояний оказалась равной 0,551ПЙ в то время как эффективная массагнаДценная из:эффекта'Фарадея и из плазменного отражения, не превышает 0,19 то. Эхо доказывает, что вторая подзона находится не б центре зоны Бриллгона. Вычислено, что ^ = 4, следовательно,' есть основания утверждать, что минимумы второй подзоны находятся на границе зоны Бршыюэна в направлении -¿III> в таком кз как это наблвдается в Се..

ВТО и ВСО относятся к точечной группе 23, следовательно, теоретически /I/ это доказывает о "кристаллическом" происхождении оптической активности в этих соединениях. Установлено, что аналитически удельное вращение выражается формулой

-Яо " ' <16>

з

Если положить А = 3,12 гред.мкм и В = 1,15 град.мкм , то длино-волновая область хорошо согласуется с данными эксперимента.

W ,

Расхождение меаду расчетом а экспериментом в коротковолновой области спектра уменьшается, если использовать третий, четвертый а более высокие члены разложения. Формула (16) хорошо описывает "аналитически результаты эксперимента и она может быть использована дляг описания удельной оптической активности кристалла.

Измерения эффекта Фарадея проводились на кристаллах различной ориентации вдоль кристаллических направлений (ICO), (ПО), (III).

В пределах ошибйи экспершлента эффект Фарадея оказался изотропным, т,е. на зависящий от ориентации кристаллографических направлений.

Положительный знак эффекта и независимость его от температуры указывает на то, что эффект не связан с парамагнетизмом. 3 последнем случае знак вращения, как правило, является отрицательным, а величина Еращеяия изменяется обратно пропорционально температуре.

Зависимость фарадезвского вращения Э от длины волны X"2 заставляет предположить, что оптический переход (аналогично Cdgi^) "непрямой." Действительно, наряду с основным поглощением в длпноволновой области спектра обнаружено ."плечо" поглощения по своей характеристике очень напо:линающий непрямой оптический переход.-

Выявленные анизотропия оптических свойств, оптическая активность, дихроизм, широкие области пропускания в инфракрасной частя спектра - все эти и многие другие оптические свойства А2В4с| и растворы на их основе делают их интереснейшими объектами для'оптоэлектрошка. Соединения типа А2В с|, 'как широко известные в нелинейной оптике кристаллы КИККН^РО^), имеют тетрагональную решетку точечной группы. симг,!етрии_42^. Это дает возможность ожидать, что соединения типа А2В4С| должны обладать большими коэффициентами нелинейной воспрдимчивоом,- ответственной за генерацию второй-гармонии,.что-вместе с возможнкл наличием направления синхронизма в них, поставит их в число наиб о-. лее перспективных нелинейных оптических материалов для ИК" • диапазона. Диэлектрические свойства кристалла могут быть охарактеризованы значениями и направлениями трах главных диэлектрических проницаемосгей ила диэлектрических восприиичивостей.

В данной работе исследовались оптичаские иПмагнитоопгнчос -

кие свойства образцов из следующих материалов:

CdSnASg 21

CdQePg •2

CdSiA 2 5

CdSnAs2 - CdSnP2 4

inQeAi2 - 2QaAS 16

J£nSiAs2 - 2QaAS 14

CdgAs2 - 2?nTe 10

InAi 8

BCO 10

BID 4

Всего образцов 94

По результатам исследовании: сделаны следующие выводы:

1. Сс&1А&2. Было обнаружено двойное лучепреломление, однако количественное измерение не проводилось. Коэффициент отражения

в естественном свете оказался постоянным и равным(29,6 + 0,9) % , что соответствует показателю преломления 3,4 + 0,05 и диэлектрической проницаемости £°°= 11,6 + 0,3; оптическая ширина запрещенной зоны при температурах 83 и 290°К равна 1,51 и 1,57 эВ соответственно. Обнаружен пик при длине волны Д =12,8 мкм.

2. Сс/5пА^2 - С(£5пР2. Значение оптической ширины запрещенной зоны этих твердых растворов при температурах 83 и 280°К имеет линейную зависимость Е0 от мол.% состава Сс&пР2.

- Ъ.'ХЩъЬ£>2 - 2$аА5, Дд.5£А52 - 2С?аЛ^. Измерены коэффициенты . отражения твердых растворов для 2п$еА52 - 2(<аА$и для А$2 -2(^аЛ5, которые оказались равными И = (30 + 1)% и К = (29 + 1)% соответственно. Значения показателя Преломления и значения высокочастотной диэлектрической проницаемости,составляют п = (3,40+ ± 0,05 ж £°°= (11,9 + 0,3); п = (3,40 + 0,03) и (11,7 ±

+ 0,3) соответственно.- Из плазменного минимума найдены значения эффективной массы носителей заряда. Значения эффективной массы не зависят от концентрации дырок' (0,40 + 0,08)^о для твердых растворов ¿п^еА^ ~ и тр = (0,55 + 0,08)то для твердых растворов Д. п,^' А$2 - Определены значения ширины запрещенной зоны Е0 и ее зависимость от мол.% состава ¿МаА^з 2

4. С^оА52 - 2^пТе. К эксперименту подготовлены 12 образцов из следующих з мол.% составов Сс13А52: ;98,5; 95; 90; 85; 80.

Изучена структура образцов методом рентгеноструктурного анализ а^, при этом выявлено» что тетрагональная структура Сд^п не ус-тойчпва и переходит в структуру сфалерита при добавлении 4 мол.£ 2ХлТе и полностью исчезает при введении 10 мол.Я 22пТе. Ширина запрещенной зоны линейно растет а зависимости от молярного сос-, газа 23пТе. По данным из коэффициента отражения вычислены показатели преломления и диэлектрической постоянной, которые равна ц = (3,20+ 0,05) и £м= (13,0 + 0,3) соответственно.Вычис-лены значения эффективной массы из плазменного минимума и из . эффекта Фарадея на свободных носителях. В зависимости от вида прямого или непрямого оптического перехода, межзонное фарадеев-сксе вращение и;леет свой знак, т.е. положительное вращение в основном получается за счет непрямого перехода, а отрицательное вращение за счет прямого перехода.

5. 1пАз. Разработана новая методика исследования структуры зоны с концентрацией примесей по данным трех оптических эффектов: "отражения, поглощения и эффекта Фарадея. Противоречивые данные по эффективным массам в п-типе 1пА5, вычисленные по плазменному минимуму т| п. из эффекта Зарадея устранены. Кроме того показано, чтз структура зоны'ХпАй хорошо описывается трех-зонной моделью Кедна. В зоне проводимости, кроме основного минимума в точке Г с эффективной массой на дне зоны проводимости тХ= 0,023 т0 имеются дополнительные минимумы второй подзоны, которые, вероятно, находятся на границе зоны Брпллюэна в направлении <111 > , отделенной от'первого минимума зазором

Л = (0,30 + 0,04) эЗ.

6. ВГО п ВСО. Основное, внимание' обращалось на оптическую активность и эффект Фарадея. Оптическая активности как на ВСО гак и на ВГО подчиняются закону Био. Закон дисперсии удельного вращения определяется по формуле, р ~ — + Хб + ***'* п?л этом установлено^ что основной вклад в коротковолновую область спектра удельного вращения-идет за счет разложения высшего порядка. Приведенная формула для оптической активности относится к "кристаллической" активности. В ИК области спектра фарадеев-ское вращение отсутствует. Это связано с тем, что ВСО и НТО являются чистыми полупроводниками.

Необходимо отметить, что фарадаэвскоэ вращение в видимой области спектра положительное. Следовательно, согласно теории

/ЕЗ/ положительное вращение в основном получается за счет непрямого перехода, а отрицательное вращение за'счет прямого перехода. Если применить данную теорию для BID и ВСО, то явствует, что переход непрямой, а если прямой переход есть, то он находится на высоком энергетическом уровне.

Анализ вышеизложенных экспериментальных по исследованию оптических свойств твердых растворов уяе дает возможность отметить некоторые их особенности: •

а). На практике большое значение имеет возмояность управления типом проводимости и концентрацией носителей заряда. С этой точки зрения основным нздостатком сплавов является то, что нале— тированные образцы, полученные из стехиометрического состава обладаю? устойчивой дырочной проводимостью.

б). Во всех исследованных твердых растворах с кубической решеткой эффективная масса носителей заряда слабо зависит от состава и имеет величины того яе порядка, что и в исходном состоянии. Это дает основание предположить, что при образования твердых растворов, когда кристаллическая структура сплава такая ке, как у основного состава в зонной структуре посладного существенного изменения не происходит,

в). Изменение ширины запрещенной зоны в зависимости от состава исследовано пока только в твердых растворах 2QaJLS - ¿nQeAi^, 2QaA* - 2n5iAs2. Во всех этих твердых растворах обнаружен слоя-ный характер изменения ширины запрещенной зоны при изменений ыол.$ состава. Кривая изменения Е в зависимости от тл.% состава твердого раствора отклоняется в сторону меньших энергий. Оказывается, что при переходе от А^ к А^Ег ширина запрещенной зоны всегда возрастает, при переходе от А^В5 к А^В^с| в случае фосфидов этот параметр или остается неизменным/ или немного падает, а в случае арсенидов он всегда сильно уменьшается.

Следует подчеркнуть, что при переходе от структуры халькопирита к структуре сфалерита уменьшается ионная доля химической связи в полупроводнике; это должно привести к уменьшению ширины запрещенной зоны EQ. В связи с этим, излом 1фивой изменения ширины запрещенной зоны в зависимости от изменения ыол.% состава в твердых растворах аЗв5- а2в4с| , я которых происходит структурный переход, является не случайным, а закономерным явлением.

7. CcfSnASg. Но интерференции света в тонком монокристалле с концентрацией электронов 5 • 10 и 2,86-IO^W"^ определены тем-

пературно—дисперсионные зависимости главных показателей преломления CdSMs2. Показатель преломления необыкновенного луча до данн волны 7,8 мкм определяется по формула

П„= (4,138 - 206-Ю"4X)(0,876 + 4,2-10~4 Т),

а при длине волны большей = 7,8 мил

Па = ( 4,074 - 123-Ю"4^)(0,876 + 4,2«IGT4 Т).

Показатель преломления обыкновенного луча

Пх= (3,93 - 0,011 А>(0,876 + 4,2-ICT4 Т),

в диапозоне длин волн от 2 до 20 мкм.

Доказано, что кристалл оптически положителен, т.е. . . а найдены значения высокочастотной диэлектрической проницаемости в направлениях параллельных а перпендикулярных оптической оси, т.е. = Г7,1 + 0,2 и = 15,4 + 0,2. При длина волны % ~ 9,0 мим обе величины уменьшаются за счет вкладов свободных носителей а становятся равными. В дальнейшем, при увлечении длины волны, кристалл становится отрицательным.

Разработана и применена методика определения разности главных показателей преломления в неориентированных монокристаллах, принадлежащих к точечной группе 42т и показано, что-дисперсионно-температурные зависимости хорошо описывается формулой до дошнн волны X - 7,8 мкм

= (0,208 - 96-(0,876 + 4,2-10~4 Т), и после длины волны Л =7,8 мкм

ДП^. =• (0,144 - 13-ИГ^) (0,876 + 4,2-IC4 Т).

Аналогично для образца Cd(jeP2» вырезанного в плоскости (ПО), найдена разность главных показателей преломления, хорошо описываемая формулой

= 0,0165 - О,ООНЛ.

Вдоль оптической оси естественная активность отсутствует или же так мала, что на обнаруживается даже при толщине образца 325 шли Определена оптическая активность в CdSaA^ а направлении, когда вектор распространения Г составляет угол ¡f = 47°25 о оптической осью вдасталла. В этом направлении оптическая активность подчиняется закону Ево _р = В/Л2, постоянная В оказалась равной. 3,48 град.мкм.

Оптическая активность для С<}(«еР2» когда = также

подчиняется закону Био, причем оказалось, что В = 0,32 град.мш.

Определен коэффициент анизотропии эффективных масс в третьей подзоне с учетом оптической анизотропии кристалла из плазменного, а также магнитоплазменного отражения, который оказался равным К =ЛЗц/Яц. = 0,8 + 0,2 и К = 0,8 + 0,1 соответственно. Значения эффективной массы по данным из эффекта Фарадея, а также из отражения практически не зависят от температуры.

Коэффициент поглощения и ширина запрещенной зоны зависят • от ориентации вектора Е относительно оптической оси с. На ориен-

тп __с

тированном образца с концентрацией элекронов ниже 10см при 295°К найдено ЕСд = (0,23 + 0,1) эВ. С понижением температуры до Ю°К ширина запрещенной зоны увеличивается. При этом средний термический коэффициент равен

- (2,2 + О.ЗЫО-4 зВ/град.

^^ 2 р /о

Обнаружен излом в зависимости Е„ и (7^7от Ы ' ,

на оснавании чего определено число эквивалентных экстремумов первух двух зон проводит,'.ости ^ - I, минимумы которых находятся В центре зоны Бриллюэна, а также число экстремума третьей зоны проводимости \)~3 и они находятся не в центре зоны Бриллязна.

Расстояние мезду второй и третьей зонами проводимости оказалось равным Дг$= (0,12 + 0,02) эВ, спин-орбитальное расщепление Дз0 = (0,5 ± 0,1) вВ^ эффективные массы электронов на дне первой и третьей зоны цровдимости' (0,015 + 0,002)Юе и тгц, = (0,056 +0,002)то эффективные массы дырок во второй и третьей валентных зонах (0,020 + 0,005)то и Юр = (0,10 +

Л: 0,05)П1ь, величина квадрата матричного элемента взаимодействия зоны цроводимости и валентной зоны Р2 = (1,0 + 0,1)-10""*4(эВ см)^, аффективный фактор спектроскопического расщепления |. =-(42 + + 0,1).

Разработаны следупцие методики:

1, Определены разности главных показателей преломления на неориентированной оптически одноосной монокристалдической плао-тинке.

2, Измерение эффекта Фарадея в неориентированном монощшо-галле со структурой халькопирита.

3, Определение естественной оптической активности в крио-таллах точечной группы т, при этом обнаружен эффект с улень-

аением длины волны уменьшаются амплитуда макоимумов интерференционных полос поляризованного луча, который связывался с гаротро-пией кристалла тройных соединений типа АВ^С^.

4. Определение местоположения дополнительной подзоны в зоне Бриллюэна по дннным из оптических и магнитооптических измерений*

Цитированная литература

1. Агранович В.М., Гинзбург В. Л.// Кристаллооптика о учетом пространственной дисперсии и теория экситонов. 1979. М., "Наука". С. 432.

2. Оптические свойства полупроводников под рад» Уиллардсона Р, и Вира А. 1970. М. изд.. top. С. 486.

3. Моделунг 0.// Физика полупроводниковых соединений элементов Ш-У групп. М. 1967.. С. 477.

4. Moss TS., Smiik B.JS.t UatJa*!, Т. Щ / Ргес. Pktf-Soc., 19S7. &Ж Ш

5. Най да.// Физические свойства кристаллов. М. 1967 . 0. 385.

6. Несмелова И.М., Масленникова Г.Л., Несмелов М.А., Валидов М.А. // ПТЭ. 1969. С.З. • .

7. Шульщан С.А., Уханов Ю.И.// ФТТ. 1965. 7. С. 952.

8. Полянская I.A., Шмарцев Ю.В.// ФТП. 1968. 2. С. 1454.

9. Сихарулидзе Г. А.; // Канд. дасср^ФТИ АН СССР. Ленинград, 1969.

10. Караваев Г.Ф., Поплавной A.C., Чадцншэв В.А.// ФТП. 1968. 2. С. 113. . •

11. Qon^ftoYJt У.А~/ PtyioAWi AS., У». I. Ckaldyskw KA.ffjPbp. S-6. soe itfo. 19. ¡>3.

12. Гапшмзаде Ф.М. // ФТ!Г. 1963. 5. С. 1199.

13. Сизов Ф.Ф.,. Уханов Ю.И.//Магнитооптические эффекты Фарадея и Фогта в применении, к полупроводника». Киев, 1979. С. 177.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах. .

1. Назаров А., Мамаев С.М., Прочухан В.Д., Каршшаков Р.К., Бевдурднева H.A. //Известия АН ТССР. 1969. Т. 6. С. 20-24.

2. Назаров А», Прочухан В.Д., Мамаев С.М., Карымшаков Р.К.// Материала докладов У научно-технической конференции КПИ. Кишинев. 1969. С. 141.

3. Карзшаков Р.К., Проч^хаа Б.Д., Сергинов М. // Третий Всесоюз-

ный симпозиум по полупроводникам сложного состава. М. АН СССР. С. 66. ■

4. Карымшаков Р.К., Уханов Ю.И., Шмарцев Ю.В. // ФШ. 1970. Т. 4. С. 362.

5. Карымшаков Р.К., ?адул В.A. J/ ФПТ. 1970. Т. .4. С. 398.

6. Аверкиева Г.К., Карымшаков .К., Прочухан В.Д., Сергинов М. // ФПТ. 1970. Т. 4. С. 591."

7. Карымшаков Р.К., Уханов Ю.Н., Шмарцев Ю.В. // ФПТ. 1970. Т. 4. С. 1986.

8. Карымшаков Р.К., Уханов Ю.И., Шмарцев Ю.В. // ФШ. 1971. Т. 5. С. 514.

9. Казакова Л.А., Косцова В.В., Карымшаков Р К., Уханов Ю.И., Ягупьев В.П, U ФШ. 1971. Т. 5. С. 1710.

10. Карымшаков Р.К., Сергинов М., Мамаев С.//Известия АН ТСССР. 1971. Т. 6. С. 15.

11. Назаров А., Карымшаков Р.К., Мамаев С. // Тройные полупроводники А2В4с|. Кишинев: "Штиикца? 1972.С. 145.

.12, Буль С.П., Карымшаков Р.К., Полянская Т.А., Шмарцев Ю.Е.// Тройные полупроводники а2в4с|. Кишинев:"ШтиинцаУ 1972. С.170.

13. Карымшаков Р.К. // ФШ. 1973. Т.7. С. 513.

14. Карымшаков Р.К., Карабеков А.К. // Труда Фрунзенского поли. технического института. 1974. В. 74. С. 25. •

, 15. Карымшаков Р.К., Кадышев С.К., Таштанбаев Н.О. //Тезисы док-ладов I республиканской конференции по физике твердого тела.■ 0ш. 1986. С. 49.

16. Карымшаков Р.К., Кадышев С.К. // Сбор;гик научных трудов кафедры теоретической физики. 1987. С. 35.

17. Жумабаева Ч.Б., Карымшаков Р.К., Кадышев С.К. // Республиканская научная конференция ШИ. 1989. С. 14?,

18. Карымшаков Р.К. //' Научная конференция пр -ссорско-препода-вательского состава, посвященная 60-летив >;разования Кыргосуниверситета. Часть П. Бишкек. 1993. С. 53.

19. Карымшаков Р.К. Оптические и магнитооптические свойства некоторых тройных полупроводниковых кристаллов. Монография. Бишкек. Изд. Кыргызстан. 1994. С. 246.

20. Карымшаков Р.К. // ФТП. 1994. Т. 28. С. IF*4.

г. Бишкек, типография М. П. .Эмгек", зак. тираж