Екситонні спектри InJ, TlJ

Вперше отримано результати спектрального положення 1s - екситонного піка в кристалі InJ (рис. 1.3), яке становило hn_1s = 2.0179 eB.

Найнижчий екситонний перехід у TlJ реалізується для прямого фотопереходу в екситонний стан з енергією hn_1s = 0.0113 еВ шляхом збудження в с - напрямку (рис. 1.4).

Проблему форми екситонної лінії можна розглянути на підставі уявлень про непрямі переходи. Непрямі переходи в різні екситонні стани визначають, наприклад, форму спектра поблизу екситонної лінії. Наближений розгляд системи зводиться до обчислення розширення смуги, яке пов’язано з часом життя стану. З цього погляду, екситон, що виникає внаслідок оптичного переходу, розсіюється в інші екситонні стани внаслідок взаємодії з граткою.

Рис. 1.3 Спектр відбивання кристала InJ при температурі 77 К.

Рис.1.4 Спектр відбивання кристала TlJ при температурі 2 К.

Досліджено спектри поглинання для InJ, у кристалах спостерігалась анізотропія вздовж напрямків Е || c і Е ||а. Дослідження проводились в температурному діапазоні 42< T < 50K. Зафіксували певну залежність екситонної смуги від температури, а саме: підвищення температури супроводжувалось зсувом екситонної смуги в короткохвильову сторону (рис. 1.5). Ця залежність відповідає поляризації Е || c.

Коефіцієнт dE_ekc/dT < 0.5´ 10^-4 еВ/К. Під час переходу критичної температури E_ekс (Т) змінює знак і маємо dE_ekc/dT = -0.15´ 10^-4 еВ/K. Для поляризації Е ||а спостерігалась залежність Е _g(T), при збільшенні температури, яка характеризується зсувом у довгохвильову область і dE_g/dТ =-9.1´ 10^-4 еВ/К. В області температур 42< T< 40К не спостерігалось розширення екситонної смуги. Отже, можна вважати, що dH/dT= 0. Далі, при T =40 К і більше екситонна смуга розширюється з dH/dT =0.35´ 10^-4 еВ/К (рис. 1.5).

Майже для всіх кристалів-напівпровідників вважається, що E_ekс (Т) відображає температурні зміни ширини забороненої зони.

Рис.1.5 Спектри поглинання шаруватих кристалів InJ.

(1.1)

Вираз (1.1) описує зміщення екситоного максимуму, де третій член формули описує зміну ширини забороненої зони, пов’язану з температурною зміною постійної гратки кристала. Зміщення екситонної суги в довго- або короткохвильову область зумовлюється знаком. Фононним ангармонізмом ці характерні прояви пояснити неможливо, тому що у випадку InJ для екситонних станів, поляризованих паралельно до а і с згідно з формулою (1.1), характер температурного зсуву має бути однаковим.

Щоб пояснити природу залежності E_ekс (Т), на цей час розроблено багато підходів. На підставі розрахунків інтегральних моментів кривої екситонного поглинання, акцентують на тому, що положення максимуму поглинання w(Т) залежить від температури. Для пояснення закономірностей w(Т) і значення dw (T)/ dT передбачалось, що відповідні величини відображають температурну зміну ширини забороненої зони. Однак це справедливо у випадку вузьких смуг поглинання.

Розглянемо екситон-фононну взаємодію, лінійну щодо фононних операторів. Центр ваги смуг поглинання не залежить від температури і w ₀ = Е ₀ (Е ₀-дно екситонної зони). У цьому випадку зсув можливий лише внаслідок зміни асиметрії кривої. Асиметрія кривої поглинання визначається знаком ефективної маси екситона. Для екситонів з додатною ефективною масою знак асиметрії кривої завжди додатній - крива розвертається до більших частот, для екстонів з ефективною від’ємною масою - в короткохвильову область спектра.

З підвищенням температури асиметрія посилюється і збільшується зсув відповідно, або до більших частот, або до менших. Зміщення піка смуги, що пов’язане зі структурною перебудовою кривої поглинання, слабо залежить від температури (~ T ^1/3).

Зміна напрямку зміщення екситонного піка зі збільшенням температури відноситься до температурного аномального зсуву. Немонотонна залежність ряду інтегральних характеристик смуги поглинання від температури у високотемпературній області пов’язана з фононним ангармонізом.

Ангармонізм фононів приводить до того, що зі збільшенням температури відбувається нормальне зміщення смуги екситонного поглинання. При певній критичній температурі напрямок зсуву змінюється на протилежний. Критична температура зумовлена енергією фонона, що бере участь у розсіянні, та константою його ангармонізму.

Були отримані анізотропні швидкості поширення екситон них поляритонів в йодиді індію вздовж осі b монокристалів InJ як з вимірювань часу проходження пікосекундних світлових імпульсів через зразки, так із аналізу інтерференційної структури спектрів відбивання. На підставі концепції екситонногополяритона отримані енергії поздовжньо-поперечного розщеплення найнижчих екситонів рівні (0.06±0.01) меВ для поляризації Е || а і (1.0±0.1) меВ для поляризації Е||с. Коефіцієнти поглинання, отримані при максимумах екситонних смуг як для Е||с, так і для Е || а- величини одного порядку і на порядок вищі від отриманих авторами, що пояснюється кращою якістю зразків.

Розглянемо вплив електростатичного поля на екситонне поглинання кристалів InJ, зокрема пояснено механізм йонізації екситонного газу в монойодиді індію під дією електростатичного поля. Якщо до кристала прикласти слабкі електричні поля Е < 3´ 10³ В/м, то це призведе до появи електростатичної іонізації екситонів і мілких неконтрольованих домішок, що спричинить зростання концентрації вільних носіїв у кристалі з наступним екрануванням кулонівської взаємодії між електроном і діркою. Як наслідок - повільне зменшення інтегральної інтенсивності екситонної смуги поглинання, гасіння екситонної фотолюмінесценції та поява додаткових вільних носіїв, які спричиняють зростання струмів фотопровідності. Лавинна йонізації екситонів починається з Е < 3 ´ 10⁶ В/м, внаслідок непружньої взаємодії розігрітих електростатичною йонізацією вільних електрон - діркових носіїв та екситонів. У цьому разі іонізація дефектів і домішкових центрів виходить на насичення, а експоненціально спадаючі залежності інтегральних характеристик фотолюмінесценції і центрів поглинання дають граничне значення Е =3´ 10⁶ В/м, що відповідає повній йонізаціїекситонного газу в кристалі монойодиду індію.