WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. 5 Магнитооптические осцилляции в висмуте при температурах T 77 K © О.В. Кондаков, К.Г. Иванов Елецкий государственный университет им. И.А. Бунина, 399700 Елецк, Россия Санкт-Петербургский государственный университет технологии и дизайна, 191186 Санкт-Петербург, Россия (Получена 18 июля 2002 г. Принята к печати 5 сентября 2002 г.) Исследованы осцилляции, обусловленные оптическими межзонными переходами электронов в точке L зоны Бриллюэна висмута, в диапазоне температур T = 77-280 K в магнитных полях до B = 22 Тл.

Показано, что метод моделирования экспериментальной формы линии позволяет не только уточнить зонные параметры исследуемого материала, но и детально выяснить физику явлений, приводящих к особенностям в экспериментальных магнитооптических спектрах.

В работе исследовалось пропускание инфракрасного цаемости, приводит к более точным значениям Eg/m c излучения полосковой линией, представляющей собой (табл. 2) по сравнению с данными работ [3,4].

две трансляционно-симметричные половинки монокри- Наличие набора ярко выраженных осцилляций в магсталла висмута, разделенные зазором порядка длины нитооптическом эксперименте для широкого диапазона волны ( = 10.6мкм) [1]. Измерения проводились в им- температур (рис. 1) позволяет исследовать температурпульсных магнитных полях с индукцией до B = 22 Тл ную, ориентационную, полевую и концентрационную в температурном интервале T = 77-280 K. Направление зависимости времени релаксации.

магнитного поля совпадало с бинарной осью монокри- В работе [3] показано, что время релаксации с увелисталла висмута (B c).

чением температуры растет линейно от обратной темТемпература изменялась смонтированным в стенках пературы при 110 K и выше, что объясняется фотонной держателя образца нагревателем и стабилизировалась природой роста частоты столкновений носителей заряда с точностью до 1.0 K, что позволило избавиться от с рассеивающими центрами.

неконтролируемого изменения температуры и ее гради- Анализ динамики изменения относительной интенсивента в ходе проведения эксперимента (см. [2,3]). ности, полуширины на полувысоте и формы магнитооптических осцилляций в полученных нами эксперименИспользование полосковой линии дает возможность в 5-10 раз превысить сигнал, получаемый при однократ- тальных спектрах, позволяет сделать вывод о том, что интенсивность осцилляций I с увеличением магнитного ном отражении от поверхности кристалла [4].

поля растет быстрее, чем предсказывает теория в предИз рис. 1 видно, что при увеличении температуположении постоянного времени релаксации (рис. 2).

ры уменьшается интенсивность прошедшего сигнала I Объяснить это расхождение теории и эксперимента и число магнитооптических осцилляций, полуширина удается введением времени релаксации, зависящего от экстремумов увеличивается и они смещаются в область величины магнитного поля. Действительно, рассеяние больших магнитных полей.

носителей заряда на фононах может происходить только Чтобы отразить все особенности экспериментального в том случае, когда имеются свободные конечные соспектра при его моделировании, было недостаточно стояния. Эксперимент проводится в условиях магнитучесть только вклад в диэлектрическую проницаемость межзонных и внутризонных переходов на уровнях Ландау [3,4], необходимо было ввести комплексную величину, которая учитывает вклад электронов других зон.

В результате удается получить совпадение формы линии экспериментальной и расчетной кривых.

Ранее полная диэлектрическая проницаемость l определялась в работах [5,6], но без учета магнитного квантования. Сопоставление с расчетом результатов экспериментов по исследованию магнитоотражения в работах [4–6], так же как и результатов наших экспериментов, приводит к значительному превышению действительной части диэлектрической проницаемости l над мнимой l (табл. 1).

Моделирование формы линии магнитооптического эксперимента, при котором учитывается влияние элек- Рис. 1. Зависимость интенсивности магнитооптических осцилтронов других зон на функцию диэлектрической прони- ляций от величины магнитного поля при разных температурах.

544 О.В. Кондаков, К.Г. Иванов Таблица 1. Значения действительной l и мнимой l частей все это должно приводить к сложному механизму взадиэлектрической проницаемости l имодействия носителей заряда с фононной подсистемой.

При T = 77 K в соответствии с данными [7,8] эффекT, K l l тивно возбуждаются только акустические фононы. Характерные энергии акустических фононов лежат в диапа77 60 зоне 3.7-6.5мэВ [7,8]. В полях до 1 Тл расстояния меж110 60 ду соседними уровнями Ландау не превышают 6.5 мэВ.

140 63 170 63 32 Вполях B > 1 Тл оптические переходы носителей заряда 200 63 происходят на уровнях с главными квантовыми числами 230 63 j = 1, 2, 3, 4, энергетические расстояния между которы260 63 ми значительно превышают величину энергии акусти280 63 ческого фонона, поэтому время релаксации возрастает.

Рассеяние теперь определяется либо двухфононными процессами на акустических фононах, либо процессами Таблица 2. Значения параметров Eg/m при B c для c с участием оптических фононов, характерная темперависмута при различных температурах тура которых 130 K. И те и другие процессы рассеяния маловероятны при температуре T = 77 K.

Eg/m c T, K Моделирование Аппроксимация Аппроксимация формы линии полиномом [3] полиномом [4] (данная работа) 77 6.13 6.56 6.110 5.83 6.22 6.140 5.46 5.90 6.170 5.27 5.57 5.200 4.97 5.23 5.230 4.88 4.88 4.260 4.60 4.52 4.280 4.38 4.28 3.Примечание. Eg — ширина запрещенной зоны в эВ, m —циклоc тронная эффективная масса электрона в единицах m0 (m0 — масса свободного электрона).

Рис. 2. Зависимости интенсивности магнитооптических осцилляций от величины магнитного поля: 1 — эксперимент;

ного квантования, когда свободные состояния в зоне 2 —расчет, = 2 · 10-13 с; 3 —расчет, = 3 · 10-13 с.

проводимости отделены от занятых энергетическим зазором, равным расстоянию между соседними уровнями Ландау. С увеличением магнитного поля энергетическое расстояние между уровнями Ландау возрастает и при некотором значении магнитного поля, зависящего от величины эффективной электронной циклотронной массы m, становится вначале равно энергии фонона, c а затем превосходит ее. Это приводит к резкому уменьшению вероятности электрон-фононного рассеяния, что и проявляется в увеличении относительной интенсивности (а также в уменьшении полуширины на полувысоте) особенностей магнитопропускания, и интерпретируется как увеличение времени релаксации с ростом магнитного поля. На рис. 3 представлены зависимости времени релаксации от величины магнитного поля для случая, когда вектор индукции магнитного поля параллелен бинарной оси кристаллической решетки висмута. ЗаРис. 3. Зависимости времени релаксации от магнитного поля, висимости, представленные на рис. 3, можно связать использованные для моделирования формы линии магнитос особенностями фононного спектра висмута. Действиоптического спектра при различных температурах. Тонкая тельно, наличие разделенных значительным энергетичелиния — модельная зависимость с двумя значениями времени ским промежутком акустической и оптической ветвей релаксации (для малых и больших магнитных полей); толстая колебаний, возможность двухфононных процессов — линия — модельный полином.

Физика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. Магнитооптические осцилляции в висмуте при температурах T 77 K При повышении температуры до T = 110 K изме- Magneto-optical oscillations in bismuth няется величина Eg/m (табл. 1), максимумы немноc at T 77 K го сдвигаются в сторону больших магнитных полей O.V. Kondakov, K.G. Ivanov (рис. 1). Однако более существенным оказывается то, что становятся возможны процессы рассеяния на двух Eletsk State University, акустических фононах, да и вклад оптических фононов 399700 Eletsk, Russia в процессы рассеяния уже значителен. Это приводит St. Petersburg State University к заметному уменьшению времени релаксации в полях of Technologies and Design, B > 2Тл.

191186 St. Petersburg, Russia При T = 140 K, когда достигнута температура Дебая, оптические фононы с энергиями 11-13 мэВ включаются

Abstract

The oscillations, conditioned by optical interband в процессы рассеяния. Это приводит к тому, что спектр transitions of electrons in a point L of the Brillouin zone of во всем диапазоне по магнитному полю описывается bismuth, are investigated in the temperature range T = 77-280 K единым временем релаксации. Такая ситуация наблюдаand in magnetic fields up to Bmax = 22 T. The method of the ется до температур T = 230 K, когда становится сущеexperimental line-shape simulating allows not only to update band ствен вклад двухфононных процессов рассеяния на оптиparameters of the material investigated, but also to elucidate in ческих фононах, реализующихся в достаточно высоких detail physics of the phenomena bound with features of magnetoмагнитных полях (расстояния между соседними уровняoptical experimental spectra.

ми Ландау сравнимы с удвоенной энергией оптического фонона). При дальнейшем увеличении температуры до T = 280 K описанная ситуация сохраняется, и спектры так же характеризуются двумя временами релаксации.

В полях B = 6-22 Тл время релаксации остается постоянной величиной. Отсутствие полевой зависимости времени релаксации в ультраквантовом пределе магнитных полей подтверждает предложенный механизм зависимости (B).

Таким образом, величина циклотронной массы электрона, от которой зависит энергетическое расстояние между соседними уровнями Ландау, и наличие акустических и оптических фононов разной энерии в висмуте определяют зависимость времени релаксации от магнитного поля.

Экспериментальный метод полосковой линии дает возможность наблюдать все особенности взаимодействия излучения с намагниченной плазмой твердого тела в широком температурном интервале. Методика моделирования формы линии позволяет объяснить наблюдаемые особенности поведения параметров, определяющих основные свойства исследуемого материала.

Список литературы [1] К.Г. Иванов, О.В. Кондаков. ФТТ, 32 (1), 290 (1990).

[2] К.Г. Иванов, О.В. Кондаков, В.М. Грабов. Электрическая релаксация и кинетические эффекты в твердых телах (Сочи, 1991) с. 3.

[3] К.Г. Иванов, О.В. Кондаков, С.В. Бровко, А.А. Зайцев. ФТП, 30 (9), 1585 (1996).

[4] M.P. Vecchi, J.R. Pereira, M.S. Dresselhaus. Phys. Rev. B, 4 (2), 298 (1976).

[5] В.Г. Голубев, В.Н. Евсеев, К.Г. Иванов, В.И. Иванов-Омский.

ЖТФ, 50, 1992 (1980).

[6] S. Kanada, M. Nakayama, M. Tsuji. J. Phys. Soc. Japan., 41, 1954 (1976).

[7] A.A. Lopez. Phys. Rev., 175 (3), 823 (1968).

[8] F.E. Macfarlane. J. Phys. Chem. Sol., Suppl., 32 (1), 989 (1971).

Редактор Л.В. Шаронова 3 Физика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып.




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.