3. Експериментальні результати та методика їх обрахунку

Край поглинання склоподібних матеріалів характеризується наявністю трьох характерних ділянок на енергетичній залежності α=f(hv) (рис.2.5.).

Ділянка А характеризується поглинанням при малих значеннях α. Це — довгохвилева частина оптичного “хвоста”, що залежить від чистоти вихідних компонент і досконалості структури. Для неї характерна експоненціальна залежність[22].

α ≈ exp(Г_t · hv), (2.5)

де Г_t — небагато менша ніж Г.

Автори роботи [23, 24] вважають, що ділянка слабого поглинання пов’язана з флуктуаціями потенціалу, які можуть виникати у зв’язку з втратами дальнього порядку, наявністю дефектів або домішок.

Ділянка В (рис.2.5 ) характеризується експоненціальною залежністю:

(2.26)

де - енергія фотона; , - константи, величини які обумовлені властивостями конкретного матеріалу (Е_g - ширина забороненої зони); Г - характеризує нахил краю поглинання. Ця ділянка обумовлена переходами між локалізованими станами в псевдозабороненій зоні, або, що більш ймовірно, між локалізованими і нелокалізованими станами в зонах[22-24].

На ділянці С (рис.2.5) змінюється за законом:

hν ·α (hν) ≈ const [hν – E_g (T)]² (2.27)

В цьому випадку із залежності шляхом екстраполяції можна визначити ширину забороненої зони для склоподібних матеріалів. Можливо, таку закономірність слід очікувати в області переходу між нелокалізованими станами, густина яких може бути близькою до критичної. Співставлення експериментальних залежностей для стекол з різною топологією ближнього порядку дало можливість зробити висновок, що в області нелокалізованих станів проявляються різні нестандартні однозонні густини станів. Дійсно, на ділянці С для аморфного селену не спостерігається залежність (2.27), а виконується залежність[23, 25, 28]:

(2.28)

Перехід від квадратично-кореневої залежності до лінійної спостерігається і в склоподібній системі As-S при надлишку халькогена відносно As₂S₃ і для складу As_0,43Se_0,57[26]. З іншої сторони, залишається неясним, чому співвідношення (2.27) так добре виконується для аморфного As₂S₃ і не виконується для кристалічного As₂S₃ [23].

Наукова література містинь великий об’єм інформації щодо краю Урбаха у некристалічних напівпровідниках, зокрема у склах системи As-Se [23,26,27,28]. Область поглинання вищеурбахівського краю досліджено значно менше, хоч емпіричний закон Тауца [22] можна вважати майже настільки ж універсальним для аморфних матеріалів. У більшості випадків, зокрема, нахил краю поглинання у представленні Тауца ігнорується, не зважаючи на те, що окремі параметри, які можна визначити на основі згаданих представлень дають можливість розрахувати абсолютне значення оптичного поглинання при різних енергіях [26].

Насамперед необхідно зауважити, що для переважної більшості аморфних матеріалів, характерним є хороше узгодження із законом Тауца [22, 26].

, (2.29)

де - зона Тауца, c - const, що відображає на скільки різко зростає поглинання з енергією.

Рис.2.5.Типова залежність краю поглинання в склоподібних напівпровідниках [22,23].

З метою перевірки виконання закону Тауца для плівок розрізу As_XSe_1-X були проведені дослідження спектрів пропускання цих матеріалів. Коефіцієнт поглинання визначили за формулою:

, (2.30)

де, ; ; .

n₁- показник заломлення плівки, n₂- показник заломлення підкладки, Т - пропускання системи плівка-підкладка (у відносних одиницях), d - товщина плівки.

За допомогою спектрофотометра, змінюючи довжину хвилі в межах від 450 до 1100 нм, з кроком 5 нм, вимірювали пропускання досліджуваних зразків при нормальному падінні випромінювання. Отримані результати заносили в обчислювальну машину і будували графіки Т=f(λ) для кожного зразка (рис. 2.6). Для зручності приведено графік Т=f(λ) лише одного зразка.

Рис. 2.6. Спектр пропускання плівки As_0,64Se_0.36 на скляній підкладці для нормального падіння.

Результати вимірювань α=f(hv),проведених при кімнатній температурі, представлені на рис.2.7. Одержані результати добре узгоджуються з відповідними дослідженнями [26], де приведено результати вимірювань α=f(hv) для аморфних плівок As_XSe_1-X при Х=0 0.15. Показано, що починаючи з Х=0.02 край поглинання описується рівнянням (2.29), а для 0<х<0.02 в широкому інтервалі енергій падаючих фотонів є лінійна залежність[26]:

, (2.31)

де , c₁ - константа, Е₁ - екстрапольоване значення оптичної щілини. Збільшення концентрації миш’яку в кількості > 2 ат.% спричиняє чітко виражений перехід від “аномальної” лінійної залежності до залежності, що описується рівнянням (2.29).

α, см^-1

hν, eB

Рис.2.7. Залежність коефіцієнта поглинання від енергії падаючого світла тонкоплівкових шарів розрізу As_XSe_1-X.

На рис. 2.8 - 2.13 приведено залежності та по яким можна буде зробити висновки, який закон краще справджується для досліджуваних матеріалів. Аналіз експериментальних результатів показує, що для тонкоплівкових шарів As_XSe_1-X області концентрації Х=0.18 0.64, виконується закон Тауца. При цьому, нахил кривих Тауца зменшується із збільшенням концентрації миш’яку (0.18<Х<0.64). Необхідно додати, що верхня межа енергії фотона, до якої виконується згаданий закон, зростає із вмістом миш’яку.

1,90

1

2

Рис.2.8.Залежність (1) і (2), зразка As_0,18Se_0,82.

1.76

1

2

Рис.2.9. Залежність (1) і (2), зразка As_0,43Se_0,57.

2.35

1,9

1

2

Рис.2.10. Залежність (1) і (2), зразка As_0,46Se_0,54.

1

2

1,97

Рис.2.11. Залежність (1) і (2), зразка As_0,47Se_0,53.

2

1

1,95

Рис.2.12.Залежність (1) і (2), зразка As_0,50Se_0,50.

1,83

1

2

Рис.2.13.Залежність (1) і (2), зразка As_0,64Se_0,36.

Порівняння літературних даних [26] з нашими вимірюваннями концентраційної залежності Е_τ показує, що оптична зона зменшується практично лінійно із збільшенням вмісту миш’яку (рис.2.14) до значень ̴ 40 ат.% As і має мінімум в області 42 ат.% As. Необхідно також зауважити на наявність певної немонотонності Е_τ при 4÷6 ат.% As [26, 27]. Схожа композиційна залежність Е_τ притаманна і некристалічним зразкам системи Sb-Se з тією різницею, що для останньої подібна особливість спостерігається в інтервалі складів, що містять 2÷3 ат.% Sb [26].

E_g,(eB)

As (am.%)

Рис.2.14.Концентраційна залежність ширини забороненої зони системи As_XSe_1-X

Оптична щілина Е_τ та споріднені з нею інші фізичні параметри визначаються, головним чином, ближнім порядком. В некристалічних халькогенідах As_XSe_1-X зона провідності формується антизв’язуючими станами, валентна зона своїм походженням зобов’язана l-p- станами. Для досліджуваних матеріалів зона провідності зростає з ростом Х. Скоріш за все це наслідок ефектів ближнього порядку, які супроводжуються зменшенням атомного об’єму. Враховуючи той факт, що енергія зв’язку As-As, As-Se, і Se-Se (2.07, 2.26, 2.14 еВ відповідно) відрізняються відносно мало, варіацію Е_τ із складом, спостережувану нами в зразках системи As-Se, пояснити виключно зміною енергії ковалентних зв’язків досить проблематично. Саме тому, враховуючи одержані експериментальні результати та на основі порівняння з даними інших авторів, концентраційну залежність оптичної щілини можна інтерпретувати наступним чином. В області відносно незначних концентрацій As (0÷3 ат.%) значення Е_τ змінюється головним чином, за рахунок зміни ближнього порядку. В інтервалі 0.04<X<0.10 помітне зменшення оптичної щілини відображає зменшення відстані між ланцюжками, а в області концентрації Х=0.40 та Х=0.50 особливості залежностей Е_τ від концентрації миш’яку можна пояснити наявністю стехіометричних сполук складу As₂Se₃ та As₄Se₄ .

Таким чином, результати дослідження краю власного поглинання тонкошарових структур As_XSe_1-X відтворює концентраційну залежність фото фізичних та фізико-хімічних властивостей у залежності від вмісту миш’яку[26]. Причиною такої поведінки можуть бути певні зміни локальної структури із складом, які спостерігаються на концентраційних залежностях (рис.2.14.)