РОЗДІЛ 2
ОПТИЧНІ ДОСЛІДЖЕННЯ ОБ'ЄМНИХ КРИСТАЛІВ CdS1-xSex, ОПРОМІНЕНИХ ВИСОКОЕНЕРГЕТИЧНИМИ ЕЛЕКТРОНАМИ
2.1. Дослідження спектрів поглинання кристалів CdS1-xSex, опромінених високоенергетичними електронами
Для дослідження проявів розмірного квантування в оптичних спектрах нанокристалів твердих розчинів CdS1-xSex, а також їх поведінки під дією зовнішніх факторів, зокрема опромінення, важливо вивчити особливості оптичних властивостей об'ємних змішаних кристалів CdS1-xSex, пов'язані з розупорядкуванням - як внаслідок локальних флуктуацій компонентного складу, так і за рахунок радіаційних дефектів.
Енергетична структура електронної підсистеми змішаних кристалів CdS1-xSex активно досліджувалася методами спектроскопії поглинання та люмінесценції [@153, @168-@178]. Що стосується радіаційних ефектів, то їх вивчено досить широко тільки для CdS з використанням електрофізичних методів та вимірювань люмінесценції [@179-@193]. Дослідження впливу опромінення електронами на фотолюмінесценцію твердих розчинів CdS1-xSex обмежуються, наскільки нам відомо, єдиною публікацією [@177]. Зважаючи на те, що в ряді широкозонних напівпровідників радіаційне дефектоутворення веде до значних змін у спектрах крайового, прикрайового та домішкового поглинання [@194, @195], та з огляду на поставлені завдання по дослідженню впливу опромінення високоенергетичними електронами на оптичні властивості нанокристалів CdS1-xSex, необхідно було провести дослідження спектрів поглинання опромінених високоенергетичними електронами об'ємних монокристалів CdS1-xSex.
Спектри оптичного поглинання змішаних кристалів CdS1-xSex при 293 K, як видно з рис. 2.1, в усьому композиційному інтервалі характеризуються різким краєм, що відповідає прямим дозволеним оптичним переходам, які, як відомо, відбуваються в даних матеріалах [@153]. Збільшення вмісту селену веде до довгохвильового зміщення краю поглинання.
Рис. 2.1. Спектри оптичного поглинання монокристалів CdS1-xSex при 293 К.
Оскільки можна було очікувати прояву радіаційних ефектів у прикрайовій спектральній області та області прозорості, для досліджень поглинання та люмінесценції було вибрано зразки товщиною d від 0.3 до 1 мм, що не дало змоги досягти високих рівнів поглинання (? ? 1000 см-1), необхідних для точного визначення ширини прямої забороненої зони Egd. Тому композиційна поведінка краю поглинання аналізується, виходячи з енергетичних положень краю поглинання Eg? на фіксованому рівні коефіцієнта поглинання ? = 100 см-1 (такий параметр часто використовується в подібних випадках [@196]). Отримані значення, показані чорними квадратами на рис. 2.2, добре узгоджуються з більш ранніми експериментальними даними для 4.2 К [@168, @169]. Зазначимо, що одержана композиційна залежність нелінійна, вигнута донизу.
Рис. 2.2. Композиційна залежність енергетичного положення краю оптичного поглинання в монокристалах CdS1-xSex: чорні квадрати - наш експеримент (293 К), суцільна крива - розрахунок за (2.1) (293 К), штрихова крива - розрахунок [@198] (293 К), білі кружечки і пунктирна крива - результати [@169] (4.2 К).
Як відомо, зміна ширини забороненої зони залежить від складу твердого розчину як [@197]
, (2.1)
де і - значення ширини забороненої зони для крайніх сполук ряду твердих розчинів,
c - так званий параметр вигину, що є мірою відхилення функції Eg(x) від лінійності. Найкраще узгодження рівняння (2.1) з експериментальними результатами одержується при використанні параметрів = 2.51 еВ, = 1.71 еВ і c = 0.46 еВ (додатнє значення c вказує на вигин залежності донизу), що показано суцільною кривою на рис. 2.2. Як слідує з [@197], вигин залежності може бути наслідком, по-перше, об'ємної деформації енергетичних зон внаслідок зміни параметру гратки змішаного кристала, по-друге, зміни електронегативності, і по-третє, структурних змін, що виникають при зміні довжини іонних зв'язків. Зазначимо, що вигин залежностей у досліджуваних кристалах донизу обумовлений дією всіх трьох названих факторів, вклади яких, однак, розділити на даний час неможливо.
Зазначимо, що отримана експериментально композиційна залежність ширини забороненої зони в CdS1-xSex помітно відрізняється, особливо в області складів з більшою концентрацією сірки, від теоретичних розрахунків електронної структури, проведених у [@198] (див. шрихову лінію на рис. 2.2), з чого можна зробити висновок, що реалізована авторами [@198] кластерна версія наближення локального когерентного потенціалу далеко не повністю враховує реальні фактори, що визначають ширину забороненої зони в змішаних кристалах CdS1-xSex.
Опромінення досліджуваних зразків при кімнатній температурі електронами енергією 10 МеВ при величинах потоків до 5 ?1017 см-2 не виявило ніяких змін у спектрах поглинання. Зазначимо, що це сильно відрізняється від інших широкозонних напівпровідників. Наприклад, у GaP при таких величинах дози опромінення спостерігається помітне радіаційно індуковане зростання поглинання в прикрайовій області (радіаційні хвости густини станів) [@194, @195]. Як показали проведені нами вимірювання, у парателуриті TeO2 опромінення також веде до появи додаткового поглинання у прикрайовій області, пов'язаного з утворенням радіаційних хвостів густини станів. Виникнення останніх зумовлене насамперед утворенням флуктуаційних рівнів поблизу дна зони провідності і верху валентної зони за рахунок великомасштабних флуктуацій потенціалу внаслідок розупорядкування кристалічної гратки. Як видно з рис. 2.3, крім утворення радіаційних хвостів густини станів, у результаті опромінення парателуриту спостерігається також поява додаткової смуги поглинання в області 2.5-3.5 еВ (350-550 нм), очевидно, пов'язаної з поглинанням радіаційними дефектами [@200-@202].
Рис. 2.3. Вплив опромінення електронами енергією 10 МеВ на спектри оптичного поглинання монокристалів парателуриту.
Цікаво зазначити, що смуга поглинання в тій самій області спектру (350-550 нм) спостерігається і у неопромінених монокриста