Спектри люмінесценції твердих розчинів InxTl1-xJ

Рис.1.6. Температурні залежності власної люмінесценції ТРЗ.

Люмінесценція збуджувалася випромінюванням Аr⁺-лазера. Вимірювання здійснювали в температурному діапазоні 4.2< T< 77K. На рис. 1.9 представлено температурну залежність спектрів власної люмінесценції In_xTl_1-xJ. Зі збільшенням вмісту талію спостерігається немонотонна зміна інтегральної інтенсивності люмінесценції.

У спектрах люмінесценції In_0.85Tl_0.15J проявляються слабкі смуги (рис.1.9), які майже збігаються з екситонними смугами в спектрі випромінювання InJ. Це підтверджує суттєву роль ефектів кластеризації в дослідженнях твердих розчинів. Розсіяння екситонів на кластерних фазах може бути як пружним, так і непружним. У першому випадку це призводить до однорідного розширення екситонної смуги, а в іншому до неоднорідного.

Інтенсивність смуги С₀ пов’язують з випромінювальною рекомбінацією вільних екситонів. Найінтенсивніша І-смуга в спектрі люмінесценції зміщена від смуги С₀ на 0.012 еВ в області менших енергій.

З експериментальних результатів і проведених оцінок дійшли висновку, що внаслідок зростання енергії локалізації екситонів відстань між сусідніми макрокластерами, які локалізують екситони, зростає, а сам розмір макрокластера зменшується.

Спектральний інтервал DE_g між максимумом смуги І_л і смугою екситонного поглинання відображає ефективність міграції енергії збудження в системі локалізованих екситонів. Смуга І_л має характерну асиметричну форму, що відображає хід функції густини станів в області крайового поглинання:

(1.3)

де, D E_л –енергія локалізації екситонів. Для х =0.4 в [11] отримано d=0.14 еВ,

залежно від густини нагнітання Р₀=1.5 МВт/см².D E_л =11.6 меВ.

а) б)

Рис. 1.10 Спектри фотолюмінесценції In_xTl_1-xJ при а-77 К, б-4, 2 К

На рис. 1.10 показані температурні залежності спектрів фотолюмінесценції ТРЗ In_xTl_1-xJ у випадку постійних малих густин збудження Р=5 кВт/см². При Т=77 К з підвищенням густини оптичного нагнітання (рис. 1.10 а) смуга рекомбінації вільних екситонів зростає за інтенсивністю, зсувається в довгохвильову область. Особливості рекомбінаційного випромінювання свідчать про появу нових каналів випромінювальної рекомбінації. Зниження температури до Т=4.2 К (рис. 1.10 б) сприяє частковому виморожуванню фононної підсистеми.

У випадку Т=4.2 К короткохвильова смуга зумовлена випромінювальною рекомбінацією вільних екситонів. Її довгохвильовий зсув і розширення, що зростає зі збільшенням густини нагнітання і концентрації квазічастинок, пов’язані з процесами екситон-екситонної взаємодії, і зокрема з конкуренцією пружних і непружних зіткнень квазічастинок. При деякій пороговій концентрації нерівноважних носіїв заряду в спектрі люмінесценції з’являється нова смуга, яка зумовлена рекомбінацією електрон-діркових комплексів (ЕДК), тоді як короткохвильова смуга відображає рекомбінаційні процеси квазічастинок за межами ЕДК. Якщо великі густини збудження Р > 5 МВт/см², у спектральному розподілі випромінювання In_xTl_1-xJ з’являється новий канал випромінювання і спектр люмінесценції формується такими механізмами екситонної рекомбінації: рекомбінацією екситонного газу, екситонів, локалізованих на структурних розупорядкуваннях кристалічної гратки, та ЕДК.