Дослідження збуджень електронного газу в кристалах германію методом непружного розсіяння світла

Таким чином, отримані результати підтверджують існування в кристалах із виродженою валентною зоною нового типу неекранованих одночастинкових збуджень носіїв заряду – внутрішньо-зонних флуктуацій густини повного кутового моменту дірок.

У цьому розділі також наведено результати досліджень розсіяння ІЧ світла вільними носіями заряду в направлено деформованих кристалах p-Ge при температурі 80 К.

У спектрах непружного розсіяння світла вільними носіями заряду в направлено деформованих кристалах, окрім смуги квазіпружного розсіяння світла внутрішньозонними флуктуаціями густини повного кутового моменту дірок, виявлена (в стоксівській частині спектра) нова смуга комбінаційного розсіяння (B)  (рис. 3). Зазначимо, що форма смуги квазіпружного розсіяння світла та його інтенсивність практично однакові для деформованих і недеформованих кристалів. Це дозволило отримати форму нової смуги комбінаційного розсіяння шляхом віднімання із спостережуваних спектрів відповідної частини спектрів недеформованих кристалів.

Встановлено, що смуга комбінаційного розсіяння (В) має форму близьку до лоренцівського контуру, ширина якого становить ~ 3/2 kT, тобто ширина смуги визначається середньою енергією носіїв. Частотний зсув  смуги (В) відносно збуджуючої лазерної лінії зростає пропорційно величині прикладеного направленого тиску |P| (рис. 4) і залежить від його орієнтації відносно кристалографічних осей германію (для однакових величин тиску він більший при P || [001], ніж при P || [110]). Це свідчить про те, що спостережувана смуга (В) виникає внаслідок розсіяння ІЧ-світла при переходах носіїв між розщепленими направленою деформацією нижніми валентними підзонами германію поблизу їх екстремумів. Таке розсіяння ІЧ світла було розглянуто теоретично [4*] і показано, що воно обумовлено флуктуаціями густини повного кутового моменту дірок при їх міжпідзонних переходах. Визначена з отриманих залежностей  (|P|) величина розщеплення підзон на одиницю тиску становить 6, 5 меВ/кбар і 4, 7 меВ/кбар для P || [001] та P || [110] відповідно, що добре узгоджується з відомими в літературі даними.

Досліджені властивості спостережуваного міжпідзонного розсіяння ІЧ світла. Встановлено, що інтегральна ефективність розсіяння не залежить від величини прикладеного до кристала направленого тиску і пропорційна концентрації вільних носіїв у кристалі.

Була виміряна залежність інтенсивності міжпідзонного розсіяння світла від інтенсивності збуджуючого ІЧ-випромінювання. Встановлено, що в кристалах із концентрацією носіїв 3•1016 см-3 і величині прикладеного направленого тиску |Р| = 2, 5 кбар (P || [001]) інтенсивність розсіяного світла зростає пропорційно інтенсивності (до 1, 5 МВт/см2) збуджуючого ІЧ світла, тобто вимушений режим розсіяння не спостерігався.

У четвертому розділі описані результати досліджень властивостей колективних збуджень носіїв (плазмонів) і розсіяння ними світла в кристалах p Ge. Спектри непружного розсіяння світла вимірювалися в «геометрії розсіяння назад» від (110) та (1-12) поверхонь зразків при 80 К. Досліджувані кристали мали концентрацію вільних носіїв від 1•1017 см-3 до 7, 2•1017 см-3.

У спектрах непружного розсіяння світла досліджених кристалів, на фоні стоксівського крила широкої смуги одночастинкового розсіяння світла на неекранованих флуктуаціях густини повного кутового моменту дірок, спостерігалася чітко виділена вузька смуга (40  60 см-1). Встановлено, що максимум цієї смуги зміщується в бік вищих частот при збільшенні концентрації вільних носіїв. Вона спостерігається при паралельних поляризаціях падаючого ei та розсіяного es світла (ei || es) і практично відсутня при ei  es для обох досліджених орієнтацій кристалів (рис. 5). За вказаними ознаками ця смуга комбінаційного розсіяння світла була ідентифікована як смуга розсіяння світла об'ємними плазмонами.

Зазначимо, що це є перше спостереження розсіяння світла плазмонами в матеріалах p-типу, яке стало можливим завдяки дослідженню відносно слабколегованих кристалів, у яких зіткнення носіїв із дефектами кристалічної гратки не призводять до значного розширення смуги плазмового розсіяння світла.

Смуга плазмового розсіяння світла була виділена шляхом віднімання із спостережуваного спектра внеску одночастинкового розсіяння. Виявлено, що смуга плазмового розсіяння світла в кристалах p Ge має сильно асиметричну форму  її високочастотне крило спадає з частотою повільніше, ніж низькочастотне (рис. 6а). Частота плазмонів пл, визначена за положенням максимуму смуги, зростає при збільшенні концентрації носіїв N не пропорційно N1/2 (рис. 6б). Спостережувані форма смуги та залежність частоти плазмонів від концентрації носіїв суттєво відрізняються від таких, що спостерігалися в кристалах із простим енергетичним спектром носіїв, у яких пл ~ N1/2, а форма смуги має симетричну (лоренцівську) форму.

Для досліджених концентрацій вільних носіїв заряду були розраховані частоти плазмонів пл та спектральні залежності інтенсивності плазмового розсіяння світла Is (), які визначаються, як відомо, діелектричною проникністю кристала (Re{ (пл) }=0; Is () =Im{1/ () }). Визначення внеску вільних носіїв заряду в діелектричну проникність кристала проводилося з врахуванням внутрішньопідзонних електронних переходів і переходів між нижніми валентними підзонами германію.

При врахуванні тільки внутрішньопідзонних електронних переходів (внесок яких був отриманий у рамках моделі вільного електронного газу) частота плазмонів зростає при збільшенні концентрації носіїв N пропорційно N1/2. Розраховані та експериментальні значення частоти плазмонів відрізняються, наприклад, для концентрації носіїв 7, 2•1017 см-3 приблизно на 30%.

Розрахована форма смуги плазмового розсіяння світла є лоренцівською (на відміну від спостережуваної асиметричної смуги), ширина якої визначається частотою зіткнень носіїв із дефектами кристалічної гратки. Для величин частот зіткнень, які отримані за значеннями виміряної рухливості носіїв, ширина лінії істотно менше