WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

Моделирование ЭПР-спектров дистанцированных пар 2 I2(E) =I2 - F0F/, I2 = -[2E0 + U0 +(F0 - F1 )/2 ], (D+ - D-)-D0 может быть проведено с помощью соответствующего гамильтониана [14] U(E) =2I1(E) - I2(E) =U - [E0F +(F)2], 2 2 U = 2I1 - I2 = U0 +(2F1 - F2 - F0 )/2. (6) H = BgS + D S2 - S(S + 1) + E(S2 - S2), (3) z x y Таким образом, изменение локальной эффективной корреляционной энергии при захвате электрона нейв рамках которого предполагается, что g-тензор учитытральными парамагнитными центрами (D0 D-) обусвает возможные конфигурации D0-центров относительно 2 ловлено поляронным сдвигом W1 =(F1 - F2 )/2.

оси D+-D-, вдоль которой наиболее интенсивно проДвухэлектронные адиабатические потенциалы исходит самокомпенсация оборванных связей мышьяка.

(рис. 4, a и b) и эквивалентные одноэлектронные Причем дистанция между линиями в фотоиндуцированзонные схемы (рис. 4, a и b ) позволяют наглядно ном спектре ЭПР (S = 1), которая отражает величину объяснить спонтанную диссоциацию одноэлектронных обменного взаимодействия, увеличивается со временем состояний оборванных связей при охлаждении оптической накачки, что, по-видимому, связано с генерахалькогенидных стекол, тогда как их метастабильные цией все более близких пар (D+-D-)-D0.

свойства определяются величиной энергетического Сравнительный анализ данных исследований ЭПР и барьера между их двухэлектронными и нейтральными магнитной восприимчивости показывает, что для описостояниями, который может быть преодолен только сания процессов самокомпенсации в As2S3 могут быть при высоких температурах, что, в частности, приводит использованы модели метастабильных центров с отрик термической генерации парамагнитных нейтральных цательной корреляционной энергией, предложенные в состояний (D- D0), проявляющейся в парамагнерамках гамильтониана Андерсона [6,15] тизме Кюри (рис. 1). Однако интенсивные обратные H = P2/2M + Q2/2 + E0(n + n) +Unn - FQ, переходы (D0 + e D- или D0 + D+ + e 2D0 D+ + D-) наряду с коротким временем электронной F =(F0 + F)0 + F11 +(F2 - F)2, спин-решеточной релаксации вследствие обменного взаимодействия не позволяют наблюдать ЭПР n = n, n = 0, 1, 2, 0 =(1 - n)(1 - n), нейтральных парамагнитных центров при высоких 1 = n + n - 2nn, 2 = nn, F = eE cos, (4) температурах. Кроме того, энергетический барьер где P и Q — канонический импульс и координата между D0- и D--состояниями стабилизирует при низких центра; M и — его масса и соответствующая силовая температурах одноэлектронное парамагнитное состопостоянная; E0 и U — одноэлектронная энергия и меж- яние, генерируемое при оптической накачке 0.53 µm электронное взаимодействие на центре; F —константа (D- + D+ + h D- + D+ +(e + h) 2D0).

Физика твердого тела, 2002, том 44, вып. Самокомпенсация метастабильных центров в халькогенидных полупроводниковых стеклах захвата носителей на нейтральные парамагнитные центры (D0 D-) зависят от величины поляронного сдви2 га W1 =(F1 - F2 )/2 и могут значительно изменяться при наличии внешнего и внутреннего электрического поля (рис. 4, a и b).

Следует отметить, что внутреннее электрическое поле, индуцирующее штарковский сдвиг Q, задающий метастабильные свойства дырочных и электронных центров халькогена и мышьяка, по-видимому, обусловлено формированием электрических диполей типа As+–As2 и S+-S- в процессе их самокомпенсации (рис. 5, a).

1 В случае параллельной ориентации дипольные центры могут индуцировать достаточно сильное внутреннее электрическое поле ( 107-108 V · cm-1), которое в условиях штарковского сдвига зарядовых состояний оборванных связей мышьяка и халькогена формирует „урбаховский хвост“ ( 100 cm-1) в спектральной зависимости коэффициента поглощения (рис. 3, a и b) [16] Рис. 4. Адиабатические потенциалы (a, b) и эквивалентные () =0 exp 2( - E1g)/ (Q2 - Q1 - Q)2, (7) одноэлектронные зонные схемы (a, b ) центров с отрицательной корреляционной энергией в As2S3 в метастабильном состоянии (a, a ) вследствие внутреннего электрическо- где E1g — ширина запрещенной зоны без учета беспого поля, индуцирующего штарковский сдвиг Q = 0, и в рядка. Разумно предположить, что параллельная ориенусловиях самокомпенсации внутреннего электрического поля, тация диполей (рис. 4, a и 5, a), образованных центрами Q = 0 (b, b ). Стрелка 1 отмечает фотоионизацию D--центра, с отрицательной корреляционной энергией, является которая стимулирует генерацию нейтрального парамагнитного неравновесной и возникает только в процессе пригосостояния, стрелка 2 — фотолюминесценцию с кондовским товления халькогенидного стекла. Поэтому изучение сдвигом, стрелка 3 — фотоионизацию D0-центра с последумеханизмов самокомпенсации внутреннего электричеющей самокомпенсацией вследствие двухэлектронного захваского поля путем перевода электрических диполей в та (2D0 + h D- + D+).

антипараллельное состояние с более низкой энергией представляет интерес, если принять во внимание возможности управления оптическими свойствами хальВ рамках предложенной модели (рис. 4, a и b) также когенидных стекол вследствие тушения „урбаховского может быть описано оптическое тушение фотоиндуциро- хвоста“.

ванных парамагнитных центров в As2S3 при оптической В настоящей работе подобное тушение было зарегинакачке 1.55 µm (2D0 = h D- + D+) (рис. 1), стрировано в ходе последовательных циклов охлажения которое сопровождается восстановлением спектров As2S3: 300 K 3.5 K 300 K 3.5 K..., сопровождаюфотолюминесценции и краевого поглощения (рис. 3, a), щихся оптической накачкой 0.53 µm (рис. 3, b). Исследопричем энергия фотоионизации (D- D0) и кинетика вание температурной зависимости магнитной восприимРис. 5. Фрагмент цепочки As2S3, демонстрирующий электрические диполи, сформированные центрами с отрицательной корреляционной энергией, при их параллельной (a) и антипараллельной (c) ориентации, а также нейтральные парамагнитные состояния этих центров, возникающие при T = 3.5 K в условиях облучения монохроматическим светом 0.53 µm (b).

Стрелки указывают стадии трансформации параллельно ориентированных электрических диполей в антипараллельные после последовательных циклов 300 K 3.5 K 300 K 3.5 K в условиях облучения монохроматическим светом 0.53 µm.

Физика твердого тела, 2002, том 44, вып. 790 Н.Т. Баграев, Л.Н. Блинов, В.В. Романов которые проявляются соответственно в исчезновении зависимости Кюри при высоких температурах и усилении ван-флековского парамагнетизма при низких температурах. Причем после выполнения вышеуказанной процедуры циклического охлаждения реакция образования парамагнитных нейтральных состояний в условиях оптической накачки 0.53 µm при низких температурах (D-+D++h 2D0) оказалась подавленной, что проявлялось в соответствующей стабилизации температурной зависимости магнитной восприимчивости (рис. 6, c и 7).

Таким образом, последовательные циклы охлаждения As2S3 нивелируют метастабильные свойства центров с отрицательной корреляционной энергией и стимулируют „просветление“ образцов вследствие исчезновения „урбаховского хвоста“ в спектре краевого поглощения.

Полученные результаты объясняются в рамках предложенной модели глубокого метастабильного центра, поскольку величины штарковского сдвига Q резко уменьшаются с увеличением числа циклов (рис. 4, b).

Причиной подобного уменьшения штарковского сдвига, идентифицированного в спектральных зависимостях поглощения (рис. 3, b), по-видимому, является самокомпенсация внутреннего электрического поля при последовательной трансформации электрических диполей в антипараллельное состояние (рис. 5, c).

Итак, исследования температурной зависимости магнитной восприимчивости позволили идентифицировать метастабильные свойства центров с отрицательной корреляционной энергией, образованных оборванными связями халькогена и мышьяка в халькогенидном стекле As2S3. Обнаруженные реакции оптического тушения и регенерации нейтральных парамагнитных состояний центров с отрицательной корреляционной энергией показали, что метастабильные оборванные связи халькоРис. 6. Температурная зависимость магнитной восприимчивости As2S3 после охлаждения образца в отсутствие света (a), после двух (b) и трех (c) последовательных циклов 300 K 3.5 K 300 K 3.5 K в условиях облучения монохроматическим светом 0.53 µm, после последующего облучения монохроматическим светом 0.53 µmпри 3.5 K(d).

Рис. 7. Уменьшение концентрации нейтральных парамагнитных центров мышьяка, определенное с помощью темперачивости в ходе этих циклов демонстрирует уменьшетурной зависимости магнитной восприимчивости в As2S3 в ние концентрации парамагнитной компоненты, а также ходе последовательных циклов 300 K 3.5 K 300 K 3.5 K стабилизацию синглетного двухэлектронного состояния в условиях облучения монохроматическим светом 0.53 µm оборванных связей халькогена и мышьяка (рис. 6 и 7), (N —номер цикла).

Физика твердого тела, 2002, том 44, вып. Самокомпенсация метастабильных центров в халькогенидных полупроводниковых стеклах гена и мышьяка самокомпенсируются с образованием электрических диполей, которые формируют урбаховский край в спектральных зависимостях поглощения.

Трансформация параллельно ориентированных электрических диполей в антипараллельные, которая достигалась в ходе последовательных циклов охлаждения и контролировалась по изменениям в температурных зависимостях магнитной восприимчивости, приводила к самокомпенсации внутренних электрических полей, что нашло отражение в обнаруженном исчезновении „урбаховского хвоста“ в спектрах краевого поглощения.

Список литературы [1] N.F. Mott, E.A. Davis. Electronic Processes in Non-Crystalline Materials. Clarendon, Oxford (1971).

[2] H. Fritzsche. J. Phys. Soc. Jap. 49, Suppl. A., 39 (1980).

[3] A.E. Owen, J.W. Robertson. J. Non-Cryst. Sol. 2, 40 (1970).

[4] W.E. Spear, P.V. LeComber. J. Non-Cryst. Sol. 8–10, (1972).

[5] S.C. Agarwal. Phys. Rev. B7, 685 (1973).

[6] P.W. Anderson. Phys. Rev. Lett. 34, 953 (1975).

[7] P.W. Anderson. J. Phys. (Paris) C-4, 339 (1976).

[8] R.A. Street, N.F. Mott. Phys. Rev. Lett. 35, 1293 (1975).

[9] M. Kastner, D. Adler, H. Fritzsche. Phys. Rev. Lett. 37, (1976).

[10] S.G. Bishop, U. Strom, P.C. Taylor. Phys. Rev. Lett. 34, (1975).

[11] S.G. Bishop, U. Strom, P.C. Taylor. Phys. Rev. Lett. 36, (1976).

[12] S.G. Bishop, U. Strom, P.C. Taylor. Phys. Rev. B15, (1977).

[13] V.A. Grarzhulis, V.V. Kveder, Yu.A. Osipyan. Phys. Stat. Sol.

(b) 103, 519 (1981).

[14] K. Brower. Phys. Rev. B14, 872 (1976).

[15] N.T. Bagraev, V.A. Mashkov. Solid State Commun. 51, (1984).

[16] A.V. Kolobov, S.R. Elliott. Adv. Phys. 40, 625 (1991).

Физика твердого тела, 2002, том 44, вып.

Pages:     | 1 ||



© 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.