Особливості оптичного поглинання сплавів Cu2Se - HgSe - GeSe2

Особливості оптичного поглинання сплавів Cu2Se - HgSe - GeSe2

Вступ

Науковці та інженери все більше цікавляться склоподібними напівпровідниками. Це пов’язано з тим, що ці матеріали мають широке практичне застосування в мікроелектроніці, а також є цікавими з теоретичної точки зору в плані подальшого розвитку теорії невпорядкованих конденсованих систем. До таких матеріалів належать халькогенідні стекла.

Одержані стекла володіють цікавим комплексом властивостей і є перспективними для практичного застосування [1]. З метою одержання нових склоподібних матеріалів, а також розширення спектра їх використання проведено дослідження величини області склоутворення і досліджено особливості краю поглинання стекол у квазіпотрійній системі Cu2Se - HgSe - GeSe2.

Експериментальні результати та обговорення

Дослідження спектрального розподілу коефіцієнта поглинання проводилося за стандартною методикою із синхронним детектуванням. Для дослідження готувалися зразки завтовшки 0,01 – 0,015 см. Обробка поверхні відбувалася механічним способом із використанням алмазних паст різного ступеня зернистості. Для дослідження були взяті сплави по ізоконцентратах HgSe та Cu2Se:

1) (0 - 8) мол. % Cu2Se, (77 - 69) мол. % GeSe2, 23 мол. % HgSe

2) (19 - 38) мол. % HgSe, (76 - 57) мол. % GeSe2, 5 мол. % Cu2Se

На рис. 1 – 4 подано графіки залежності коефіцієнта поглинання a(см-1) від довжини хвилі  (nm), залежно від складу при температурах Т=77К та Т=290К.

Усі досліджувані зразки характеризуються прозорістю в інфрачервоній області спектра та експоненційним спадом коефіцієнта поглинання на краю фундаментального поглинання. Ці властивості є характерними для халькогенідних стекол. За даними спектрального розподілу коефіцієнта поглинання побудовано залежності оптичної енергії іонізації від складу (рис. 5, 6).

(Енергія оптичної іонізації визначалася за точкою порога рухливості, означеної за Моттом [2]). При збільшенні вмісту Cu2Se у сплавах (рис. 5) енергія оптичної іонізації зменшується. До того ж в інтервалі (0 – 4) мол.% Cu2Se енергетична щілина зменшується плавно, вище 4 мол.% Cu2Se проявляється різке зменшення Еg при Т=77 К та Т=290 К. Як випливає з експерименту, на межі склоутворення (5 мол. % Cu2Se – 19 мол. % HgSe – 76 мол. % GeSe2 та 5 мол. % Cu2Se – 38 мол. % HgSe – 57мол. % GeSe2) Еg набуває мінімального значення (рис. 6) при Т=77К та Т=290К. На рис. 6 також спостерігається максимум оптичної енергії іонізації поблизу 25 мол. % HgSe. Цей висновок підтверджує також рис. 5, оскільки сплави зі складом 6 мол. % Cu2Se – 23 мол. % HgSe – 71мол. % GeSe2 та 8 мол. % Cu2Se – 23мол. % HgSe – 69 мол. % GeSe2 перебувають на межі склоутворення, а енергія оптичної іонізації для них є найменшою.

Важливою характеристикою при дослідженні оптичного поглинання є вплив температури на величину  та Eg. Проаналізуємо зміну температури сплаву як температурну деформацію. Найбільше вплив температури на край поглинання проявляється в зсуві порога поглинання внаслідок зміни ширини забороненої зони [3]. Температура викликає зміну міжатомної відстані (у кристалах сталої решітки а0). Такі зміни можна здійснити не лише температурною деформацією (Т), а й деформацією тиску (Р). Бардін і Шоклі [4] показали, що зміни щодо енергетичного рівня при малих деформаціях можна описати за допомогою тензора деформаційного потенціалу Еij.

 Е(r) = , (1)

де Wij(r) – тензор деформації;

 Е(r) – зміна енергії рівня в точці r.

Для випадку однорідної температурної деформації (Т) ширина забороненої зони визначається співвідношенням:

Eg(T) = Eg(0) + [Ea,c(T) - Ea,v(T)] + (E1,c - E1,v) (T), (2)

де: (T) = dT – температурний коефіцієнт розширення;

Ea,с, Ea,v – енергія країв зони;

Е1 – коефіцієнт, який характеризує зміну положення рівня, залежно від температури Т.

Із виразу (2) одержимо:

. (3)

У багатодолинному напівпровіднику різні долини характеризуються різними коефіцієнтами Е1,с, Е1,v (формула 3). Тому можливі випадки:

1)  0; 2)  0; 3) = 0.

Найбільш поширений є випадок 2. Для сплавів, досліджених у цій статті, значення подано в таблиці 2.

Таблиця 2

Залежність температурної деформації від складу

Порівняємо спектральний розподіл коефіцієнта поглинання стекол за ізоконцентра-тами (мол. % Cu2Se = const) при різних температурах: Т=77К та Т=290К (рис. 7). На ділянці з енергією фотонів вище “експоненційного хвоста” спостерігається зменшення коефіцієнта поглинання при температурі рідкого азоту, порівняно зі значенням  при нормальних умовах. Те ж саме відбувається на ділянці графіка в інфрачервоній області спектра при   1,9 мкм. Як відомо, коефіцієнт поглинання пропорційний інтегралу за усіма можливими параметрами станів, що розділені енергією h, від добутку густин початкових і кінцевих станів [5]. Крім того, якщо переходи відбуваються за участю фононів, то коефіцієнт  пропорційний ймовірності взаємодії з фононами, яка сама є функцією числа фононів N­p енергією Ep, тобто (Np). Завдяки вищевикладеним міркуванням, кінцева формула коефіцієнта поглинання для переходів з поглинанням фонона має вигляд:

(h)  Np( h – Eg + Ep)2 (4)

Формула (4) визначає залежність  = (h) для непрямих переходів між непрямими долинами.

Np= – число фононів, що підлягає статистиці Бозе – Ейнштейна.

Таку ж залежність (h) отримали Н. Мотт і Е. Девіс [2] для склоподібних напівпровідників із енергією h вище “експонеційного хвоста”:

(h)  ( h – E0)2,

де Е0 – величина щілини рухливості.

Висновки

Відомо, що при низьких температурах густина фононів невелика, тому при зменшенні Np у формулі (4), (h) теж зменшується, що і спостерігається експериментально. Зміну знака (3) для різного компонентного складу стекол (табл. 2) можна пов’язати із заміною одних переходів між енергетичними рівнями іншими. Енергія оптичної іонізації Eg в ізоконцентратах HgSe та Cu2Se (рис. 5, 6) зменшується і набуває мінімального значення при наближенні до межі склоутворення.

Olekseyuk D., Parasyuk O.V., Bozhko V.V., Petrus' I.I., Halyan V.V. Physico-chemical and physical properties of glasses of the HgSe - GeSe2 system // J. Functional materials. 1999.– № 3.– Р. 550 – 553.

Мотт Н., Девис Э. Электронные процессы в некристалических веществах: Т.1. Пер. с анг. – М.: Мир, 1974. – 472 с.

Оптические свойства полупроводников / Под ред. Р. Уиллардсона, И.А. Бира. – М.: Мир, 1970.– 368 с.

Bardeen J., Shocley W. // Phys. rev. – 1950. – № 80. – Р. 72

Панков Ж. Оптические процессы в полупроводниках. – М.: Мир, 1973. – 456 с.