РОЗДІЛ 2
ДАЛЕКЕ ІНФРАЧЕРВОНЕ ВИПРОМІНЮВАННЯ
В ОДНОВІСНО ДЕФОРМОВАНОМУ БЕЗЩІЛИННОМУ CdxHg1-xTe
2.1. Вступ
Як вже зазначалось вище, на сьогоднішній день є актуальною проблема створення
інтенсивних джерел випромінювання в далекій ІЧ області спектру. Пошук подібних
джерел спричинив відкриття вимушеного випромінювання в ДІЧ області
слаболегованого p-Ge, в якому інверсна заселеність носіїв створювалась в
схрещених електричному і магнітному полях, а оптичні переходи виникали між
виродженими підзонами легких і важких дірок [2].
Про спостереження інтенсивного стимульованого випромінювання в одновісно
деформованому p-Ge повідомлялось в [3]. ОД викликає трансформацію енергетичного
спектра вільних і зв'язаних на акцепторах діркових енергетичних станів,
зокрема, істотне розщеплення рівнів енергії. В своїй недавній роботі автори [3]
на основі спектральних досліджень і теоретичних розрахунків ідентифікували піки
стимульованого випромінювання, пов'язавши їх з оптичними переходами між
розщепленими тиском акцепторними рівнями [4]. Нижчий з них є резонансним і
знаходиться в неперервному спектрі валентної зони, а рівень, розташований в
забороненій зоні, спустошений ударною іонізацією і заповнений слабше, ніж
резонансний рівень, що і виступає причиною виникнення інверсної заселеності.
Звичайно, викликає інтерес пошук нових матеріалів та фізичних механізмів, які
можуть бути використані для створення джерел інтенсивного далекого ІЧ
випромінювання. Логічним було б припустити, що одним з таких матеріалів може
виступати одновісно деформований БН CdxHg1-xTe в умовах ударної іонізації
сильним електричним полем. В цьому напівпровіднику одновісний стиск створює
енергетичну щілину між зоною провідності і валентною зоною важких дірок, ширина
якої є дуже чутливою до величини прикладеної ОД. Таким чином, виникає
можливість легко змінювати в широкому діапазоні енергетичну щілину і, отже,
довжину хвилі джерела випромінювання на основі даного матеріалу.
Розглянемо особливості зонного спектру безщілинного стану CdxHg1-xTe, що
виникає при значеннях складу х < 0.16 (див. рис. 1.1). У випадку БН дно зони
провідності повинне було б перетинатися з двома валентними зонами, що
неможливо, оскільки стани з однаковим імпульсом і різною симетрією не можуть
перетинатися. Це і призводить до виникнення т.зв. інверсної зонної структури
БН. При цьому екстремум зони Г6 міститься нижче екстремума Г8, а кривизна зони
Г6 і крутої гілки зони Г8 змінюються на протилежну; тепер стан Г6 утворює зону
легких дірок, а стан Г8 - зону провідності. Оскільки зона важких дірок Г8 не
взаємодіє з Г6, то її кривизна при інверсії зон не змінюється. Стан Г8
залишається виродженим, але тепер в точці k = 0 з'єднується зона важких дірок і
зона провідності, тобто виникає напівпровідник з нульовою забороненою зоною.
Тепер величина Еg втрачає свій звичний зміст забороненої зони, вона лише
визначає взаємодію між зоною провідності і зоною легких дірок. В ізотропному
наближенні закон дисперсії носіїв заряду в околі точки виродження має дві
гілки, що характеризуються скалярними ефективними масами (1.4), (1.5). БН
виникає при , і гілка E1(k) описує зону провідності, а гілка E2(k) - валентну
зону.
В ідеальному БН домішкові стани відсутні, і рівень Фермі при Т = 0 проходить
через точку дотику зон. Тому всі стани з Е < 0 зайняті електронами, а стани з
Е > 0 - вільні. Енергетичні рівні домішок (донорів і акцепторів) потрапляють в
область дозволених енергій ідеального кристалу, тобто виявляються резонансними,
і стан електронів на таких рівнях слід вважати квазілокалізованим, т.як носії
завжди мають ненульову ймовірність переходів із зв'язаного стану у вільний з
тією ж енергією. Крім того в БН домішкові рівні мають інверсне розташування:
акцепторні рівні потрапляють в зону провідності і розташовуються вище донорних,
які потрапили, відповідно, у валентну зону.
2.2. Методика експерименту
Досліджувані зразки р-типу безщілинного CdxHg1-xTe (х = 0.10ё0.14) з
концентрацією електрично активних домішок Na-Nd = 6Ч1015ё2Ч1016 см-3 при 77 К
виготовлялись із монокристалічних злитків, вирощених методом твердотільної
рекристалізації з наступним низькотемпературним відпалом в парах ртуті.
Монокристали CdxHg1-xTe орієнтувались ренгенографічно (точність 0.5°). Склад і
однорідність зразків за складом контролювались методом ренгеноспектрального
електрозонда на растровому електронному мікроскопі JSM 35/DDС японської фірми
"JEOL" з двома вертикальними спектрометрами. Електронний пучок з енергією
15 кеВ збуджував характеристичні ренгенівські лінії Cd La і Hg Ma. Як еталони
використовувались стехіометричні CdTe і HgTe. Точність визначення складу - 3%.
Попередньо вирізані вздовж вісі стискання Р||[100], зразки CdxHg1-xTe
послідовно шліфувались абразивами М10, М5, М2, після чого механічно
полірувались алмазною пастою АСМ I/O. Знежирені і промиті в спирті зразки
безпосередньо перед вимірюваннями хімічно протравлювались в розчині брому в
метанолі (4-8% брому, 40% метилового спирту, 55% ізобутилового спирту) з
наступною промивкою в етиловому спирті і дистильованій воді. На свіжотравлені
зразки припаювались контакти із In і срібні електроди. Особлива увага була
приділена виготовленню зразків із винятково паралельними гранями. Відхилення
від паралельності в них не перевищувало 1ё1.5ў. Довжина зразків вздовж вісі
стискання складала 6ё8 мм, їх перетин 0.5ё0.8 мм2, відстань між контактами,
розміщеними на вузькій стороні зразка, до яких прикладалась напруга, була
3ё5 мм.
Дослідження випромінювання безщілинного CdxHg1-xTe проводилось на установці
Інституту радіотехніки і
- Київ+380960830922