Полупроводники с сильными магнитными свойствами. Единое окно доступа к образовательным ресурсам Главная Каталог Библиотека Форум Новости Глоссарий Порталы О проекте Полупроводники с сильными магнитными свойствами Текстовая версия документа PDF (размер: 275.8 КБ) Качество преобразования для различных документов может сильно различаться. Изображения (картинки, формулы, графики) в документе игнорируются. Защищённый документ не может быть преобразован. ФИЗИКА ПОЛУПРОВОДНИКИ С СИЛЬНЫМИ МАГНИТНЫМИ СВОЙСТВАМИ В. Ф. АГЕКЯН Санкт-Петербургский государственный университет НЕКОТОРЫЕ СВЕДЕНИЯ SEMICONDUCTORS О ПОЛУПРОВОДНИКАХ WITH STRONG MAGNETIC PROPERTIES Кристаллические твердые тела можно разделить на V. F. AGUEKIAN два типа: проводящие электрический ток и непроводя- щие. Ко второму типу относятся полупроводники и ди- электрики, между которыми нельзя провести резкую The incorporation of iron group atoms in a границу. Тесно расположенные электронные уровни semiconductor crystal changes its magnetic кристалла образуют энергетические зоны, некоторые properties drastically. The alignment of the из которых разделены интервалами, где электроны magnetic moments of these atoms in an exter- кристалла, не содержащего примеси, находиться не nal magnetic field strongly increases the inter- могут (рис. 1). Согласно квантово-механическому принципу Паули, на одном уровне системы может на- nal field. The peculiar magnetic properties of ходиться не более двух электронов, поэтому n электро- such semiconductors manifest themselves in n the formation of antiferromagnefic pairs and нов кристалла занимают при низкой температуре -- - 2 clusters, giant splitting of the electron levels, n нижних уровней. Если эти -- уровней составляют целое - 2 and magnetic localization of the free conduc- число зон, кристалл является непроводящим при усло- tion electrons. вии, что последняя заполненная зона (валентная) не Введение в полупроводниковый кристалл E атомов группы железа приводит к сильно- му изменению магнитных свойств крис- талла. Магнитные моменты этих атомов могут выстраиваться в направлении внеш- Энергия него магнитного поля и многократно уси- Eg Eph ливать внутреннее поле в кристалле. В таких полупроводниках наблюдаются об- разование антиферромагнитных пар и клас- теров магнитных ионов, гигантское маг- нитное расщепление электронных уровней © Агекян В.Ф., 2004 Рис. 1. Зонная схема полупроводникового кристал- энергии, магнитная локализация электро- ла. Красным и зеленым цветом обозначены соответ- ственно полностью заполненная электронами ва- нов проводимости. лентная зона и пустая зона проводимости. Eg – за- прещенная зона; вертикальной стрелкой показано journal.issep.rssi.ru поглощение кристаллом фотона с энергией Eph > Eg , сопровождающееся рождением дырки в валентной зоне и электрона в зоне проводимости АГЕКЯН В.Ф. ПОЛУПРОВОДНИКИ С СИЛЬНЫМИ МАГНИТНЫМИ СВОЙСТВАМИ 85 ФИЗИКА перекрывается с расположенной выше пустой зоной поглощения твердого раствора будет определяться за- проводимости. висимостью Важным свойством электронов в кристалле являет- Еg(Cd1 − xZnxTe) = Eg(CdTe) + x[Eg(ZnTe) − Eg(CdTe)]. ся то, что при приложении внешнего электрического поля ток отсутствует не только в пустой (что очевидно), TВЕРДЫЕ РАСТВОРЫ, СОДЕРЖАЩИЕ но и в полностью заполненной зоне. Существенной ха- МАГНИТНЫЙ КОМПОНЕНТ рактеристикой непроводящего кристалла является ши- Физические свойства твердых растворов типа II–VI рина запрещенной зоны, обозначенная на рис. 1 как Eg . становятся более сложными и интересными, если ато- Если часть электронов перейдет из верхней валентной мы одного из компонентов обладают постоянным маг- зоны в зону проводимости, кристалл начнет проводить нитным моментом и могут рассматриваться как рас- ток. Такой переход может осуществиться либо тепло- пределенные по кристаллической решетке магнитики, вым способом при достаточно высокой температуре, ориентация которых изменяется под влиянием внеш- либо при поглощении светового кванта (фотона) с них воздействий. Кристалл CdTe немагнитен, так как у энергией Eph > Eg . Энергия фотона Eph = Eg определяет атомов Cd и Te внутренние электронные оболочки пол- cпектральное положение края поглощения полупро- ностью застроены. Отдельный электрон обладает соб- водникового кристалла1. Если кристалл легирован, то ственным (спиновым) магнитным моментом, однако в есть в него введены примеси, внутри запрещенной зо- полностью застроенной оболочке все моменты ском- ны появляются уровни энергии для электронов. Для пенсированы и ее суммарный момент равен нулю. Что полупроводников особенно важны донорные и акцеп- касается валентных электронов в не полностью запол- торные примеси, создающие уровни вблизи зоны про- ненных внешних оболочках Cd и Te, то они таким об- водимости и валентной зоны соответственно. Более разом дополняют друг друга, что вместе тоже образуют подробные сведения о полупроводниках можно полу- заполненную оболочку – это является условием насы- чить из работ [1, 2]. щения связей в химическом соединении. Для описания полупроводников, обладающих силь- Ситуация принципиально меняется, если в CdTe ным магнетизмом, нам понадобится рассмотреть свой- кадмий частично замещается одним из элементов ства так называемых полупроводниковых твердых группы железа (номера 21–28 от скандия Sc до никеля растворов. Возьмем двухатомный кристалл, например Ni в Периодической системе элементов). Эти элементы теллурид кадмия СdTe, составленный из элементов II и имеют лишь частично заполненную третью электрон- VI групп Периодической системы элементов, и начнем ную оболочку, тогда как в более высокой по энергии замещать в нем один из компонентов изовалентным четвертой оболочке уже есть два валентных электрона элементом. Так образуются ряды полупроводниковых (подоболочка 4s). Третья оболочка состоит из трех под- твердых растворов группы II–VI: оболочек, обозначаемых как 3s, 3p и 3d и содержащих соответственно 2, 6 и 10 мест для электронов. У элемен- Cd1 − xZnxTe, Cd1 − xHgxTe, Cd1 − xMgxTe, тов группы железа 3s- и 3p-подоболочки застроены CdTe1 − xSx , CdTe1 − xSex, CdS1 − xSex полностью, но в 3d-подоболочке находится не 10, а от 1 и др., где величина х может меняться от 0 до 1. (скандий) до 8 (никель) электронов, вследствие чего суммарный магнитный момент этих 3d-электронов от- Интересно проследить за трансформацией свойств личен от нуля (в дальнейшем мы будем называть эти кристалла в зависимости от относительных концентра- элементы магнитными атомами). У марганца в 3d-под- ций его компонентов. Взяв для определенности твер- оболочке находятся пять электронов, причем их мо- дый раствор Cd1 − xZnxTe, посмотрим, как будет изме- менты параллельны, вследствие чего магнитный мо- няться при переходе от CdTe к ZnTe одна из важнейших мент двухвалентного марганца в решетке Cd1 − хMnxTe характеристик кристалла – ширина запрещенной зоны равен пяти элементарным спиновым моментам. Eg . Поскольку Eg(CdTe) = 1,6 эВ (ближняя инфракрас- Схема двумерной кристаллической решетки твер- ная область спектра), а Eg(ZnTe) = 2,4 эВ (зеленая об- дого раствора с магнитным компонентом представлена ласть спектра), то, увеличивая значение х, мы будем на рис. 2, где стрелками обозначены атомы, электрон- постепенно сдвигать Eg в твердом растворе Cd1 − xZnxTe ная оболочка которых имеет ненулевой магнитный мо- в коротковолновую область спектра. Положение края мент µ. Такие вещества называют парамагнетиками [3]. 1 При отсутствии внешнего магнитного поля магнитные Кристаллы с большими значениями Eg относят к диэлект- рикам, границу (очень условно) можно провести в области моменты отдельных атомов не имеют преимуществен- 3–4 эВ, что соответствует ближней ультрафиолетовой облас- ной ориентации и суммарный магнитный момент крис- ти оптического спектра. талла равен нулю. Если же поместить твердый раствор, 86 С О Р О С О В С К И Й О Б РА З О В АТ Е Л Ь Н Ы Й Ж У Р Н А Л , Т О М 8 , № 2 , 2 0 0 4 ФИЗИКА модействия магнитного момента атома с внешним по- лем; 2) тепловой разориентацией магнитных моментов, пропорциональной kВТ, где Т – температура, kB – ко- эффициент, называемый постоянной Больцмана. Та- µH ким образом, важной оказывается величина --------. В об- kB T а б в щем случае степень ориентации моментов зависит от µH -------- сложным образом (см. рис. 3), но при малых зна- Рис. 2. Схематическое изображение двумерной kB T кристаллической решетки: а – решетка из немагнит- чениях этой величины (слабое поле – высокая темпе- ных атомов двух сортов; б – решетка c частичной за- меной одного сорта атомов магнитными атомами, ратура) зависимость линейна, а при µН kBT (сильное моменты которых обозначены стрелками; в – ре- поле – низкая температура) все моменты ориентирова- шетка с высокой концентрацией магнитных атомов ны параллельно Н, и достигается насыщение Н0 . Когда (сплошными линиями выделены антиферромагнит- ные пары и кластеры) ориентация моментов магнитных атомов значительна, Н0 при оптимальном значении х в десятки раз превы- содержащий магнитные атомы, во внешнее магнитное шает Н. Если внутреннее поле Н0 насыщается, то даль- поле Н, моменты магнитных атомов выстраиваются нейший рост В, согласно (1), происходит только за счет преимущественно вдоль силовых линий поля, как это увеличения Н. показано на рис. 3, и появляется суммарная проекция этих моментов на направление Н. Возникает намагни- КОНЦЕНТРАЦИОННАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ченность образца М, которую можно определить как НАМАГНИЧЕННОСТИ магнитный момент единицы объема кристалла. Маг- Может показаться, что чем выше концентрация маг- нитное поле внутри кристалла нитных моментов в твердых растворах типа Cd1 − xMnxTe, B(H ) = H + H0(H ), (1) тем сильнее намагниченность М и внутреннее поле В, возникающие в одном и том же внешнем поле Н. Это где поле Н0 , созданное ориентированными моментами справедливо, но лишь до некоторого значения х = x0 . магнитных атомов, может оказаться сильнее внешнего Точная величина х0 неодинакова для твердых растворов поля Н. Ясно, что величины М и Н0 тем больше, чем с различной геометрией кристаллической решетки, для выше степень выстраивания магнитных моментов. кубических кристаллов типичной является величина х0 Степень выстраивания определяется двумя факторами: около 0,15. При х > x0 магнитные свойства твердых рас- 1) ориентирующим действием внешнего поля Н, кото- творов ослабляются. Дело в том, что по мере роста х рое определяется величиной µН, то есть энергией взаи- растет вероятность того, что в одной из ближайших а б в M, произв. ед. M, произв. ед. 8 4 3 3 2 0,15 6 0 H 0,3 4 2 0,05 1 0,50 1 2 0 4 8 0 50 100 150 200 H(T) H(T) Рис. 3. Намагничивание твердого раствора с магнитным компонентом во внешнем магнит- ном поле Н: а – ориентация моментов магнитных ионов в направлении Н; б – зависимость намагниченности М Cd1 − xMnxTe от величины внешнего магнитного поля (около кривых kB T указаны значения х, различные участки зависимости М(T) соответствуют ---- --- 1 (1), µH kB T kB T ---- ≈ 1 (2) и ---- --- --- 1 (3)) при температуре T = 4 K; в – ступени на зависимости M(H) для µH µH кристалла Cd0,9Mn0,1Te, появляющиеся вследствие нарушения в сильном поле анитиферро- магнитного выстраивания моментов в парах магнитных ионов, T = 4 K АГЕКЯН В.Ф. ПОЛУПРОВОДНИКИ С СИЛЬНЫМИ МАГНИТНЫМИ СВОЙСТВАМИ 87 ФИЗИКА катионных позиций вокруг магнитного атома окажется яснить следующим образом. Когда энергия взаимодей- другой магнитный атом. В этом случае расстояние ствия сильного внешнего поля с моментом атома ста- между двумя магнитными атомами столь мало, что на- новится больше, чем обменная энергия двух моментов правления их моментов уже не независимы друг от дру- в паре Mn–Mn, антипараллельная ориентация момен- га – квантово-механическое обменное взаимодействие тов в паре разрушается и у обоих моментов появляется приводит к тому, что два соседних момента выстраива- проекция на направление Н, благодаря чему намагни- ются либо параллельно (ферромагнетизм), либо антипа- ченность образца увеличивается. раллельно (антиферромагнетизм). В Cd1 − xMnxTe реали- Предельным случаем является антиферромагнит- зуется антиферромагнитное взаимодействие. Введение ный кристалл MnTe, суммарный магнитный момент в кристаллическую решетку Cd1 − xMnxTe с x > x0 еще которого равен нулю вследствие строгого чередования одного атома Mn на место Cd с большей вероятностью в кристаллической решетке атомов Mn с противополож- приведет к созданию антиферромагнитной пары, не- ными направлениями магнитных моментов. В принци- жели одиночного магнитного момента. Поскольку сум- пе кристалл MnTe можно намагнитить, но для этого марный момент антиферромагнитной пары Mn–Mn нужны очень большие внешние магнитные поля, спо- равен нулю, концентрация нескомпенсированных мо- собные разорвать антиферромагнитное упорядочение ментов в образце с x > x0 при введении новых магнит- моментов соседних атомов Mn и выстроить их вдоль Н. ных атомов станет уменьшаться. Следует подчеркнуть, что образование антиферромагнитных пар актуально ЭЛЕКТРОНЫ И ДЫРКИ ВО ВНУТРЕННЕМ для магнитных атомов, находящихся в ближайших по- МАГНИТНОМ ПОЛЕ ПОЛУПРОВОДНИКА зициях, так как обменные силы быстро спадают с уве- С МАГНИТНЫМ КОМПОНЕНТОМ личением дистанции r между двумя атомами (радиуса До сих пор мы рассматривали влияние внешнего пары). Величина обменного взаимодействия W описы- поля на магнитные атомы и взаимодействие магнитных вается соотношением атомов между собой. В полупроводниковых твердых W(r) = J(r)S1S2 cosα, (2) растворах с магнитным компонентом при световом воз- буждении появляются свободные носители заряда – где S1 и S2 – моменты магнитных атомов (в нашем слу- электроны и дырки. У электронов и дырок есть собст- чае S1 = S2), α – угол между S1 и S2 , J(r) – обменный ко- венные магнитные моменты, взаимодействующие с эффициент, величина которого быстро уменьшается с внутренним полем В кристалла, то есть на них влияет ростом r. Положения катионных узлов кристалличес- не только внешнее магнитное поле Н, но и поле ориен- кой решетки, в которых могут располагаться атомы тированных им моментов магнитных атомов. Это вли- марганца, строго фиксированы, поэтому величина r яние описывается соотношением, похожим на (2): имеет дискретные значения r1 , r2 и т.д. Для минималь- ного радиуса r1 пары Mn–Mn коэффициент J(r1) явля- V = j(r)σScosα, (3) ется большой величиной и такая антиферромагнитная где j(r) – обменный коэффициент, характеризующий пара устойчива по отношению к внешним воздействи- взаимодействие моментов электронов и магнитных ям (повышение температуры, включение внешнего атомов, r – расстояние между электроном и магнитным магнитного поля Н). Для следующих по малости пар атомом, σ – магнитный момент электрона, α – угол величины J(r2) и J(r3) уменьшаются почти на порядок, между направлениями σ и S. такие пары являются рыхлыми и соответствующие маг- Обменное взаимодействие между атомами и элек- нитные моменты ведут себя почти как независимые. тронами приводит к тому, что ориентированные внеш- По мере роста х все большая доля магнитных ато- ним полем моменты магнитных атомов выстраивают в мов образует ближайшие пары с радиусом r1 и класте- том же направлении моменты электронов. Говоря об ры – группы атомов числом более двух, находящихся в электронах, мы имеем в виду и дырки, для которых зна- ближайших позициях (см. рис. 2). При х = 0,5 лишь ма- чения j(r) и σ могут отличаться в большую и меньшую лая доля магнитных атомов не имеет ближайших сосе- стороны в зависимости от конкретного кристалла. Из- дей и концентрация нескомпенсированных магнитных менение энергии электрона при наложении на систему моментов мала. Результаты измерений намагниченно- внешнего поля определяется величиной ∆Е = σВ. Ког- сти (см. рис. 3) показывают, что М увеличивается при да B = 0, электроны с различными направлениями маг- росте х до 0,15, а затем уменьшается, так что в не очень нитных моментов имеют одинаковую энергию. Во сильном внешнем поле Н значения М близки, напри- внешнем магнитном поле уровни энергии электронов, мер для Сd0,95Mn0,05Тe и Cd0,7Mn0,3Te. В очень сильном моменты которых направлены вдоль поля и навстречу поле Н на кривой, определяющей зависимость М от Н, ему, расщепляются на величину 2∆Е = 2σB. Учитывая, появляются ступени (см. рис. 3), которые можно объ- что В = (H + H0) H, можно сделать вывод, что в одном 88 С О Р О С О В С К И Й О Б РА З О В АТ Е Л Ь Н Ы Й Ж У Р Н А Л , Т О М 8 , № 2 , 2 0 0 4 ФИЗИКА и том же внешнем поле Н расщепление уровней энер- а гии электронов в полупроводниках с магнитным ком- понентом во много раз больше, чем в немагнитных, где E б поле Н0 мало. E0 МАГНИТНЫЙ ПОЛЯРОН Важным явлением в полупроводниках является ло- кализация свободных электронов и дырок. Этим тер- в z0 z мином обозначается связывание электронов и дырок локальными полями в некоторых точках кристалличе- E г ской решетки. Такими точками могут быть различные нарушения периодичности решетки: примеси, вакан- E0 1 сии, атомы в нерегулярных позициях (междоузлиях) и 2 т.д. В твердых растворах с магнитным компонентом есть весьма специфический механизм локализации. Когда z0 z электрон находится в определенной точке кристалли- ческой решетки, его магнитный момент взаимодейст- вует с моментами окружающих магнитных атомов. В Рис. 4. Cхема формирования магнитного полярона: результате этого в некоторой области вокруг электрона а – первоначальная немагнитная локализация элек- трона в кристаллической решетке (обозначены моменты одиночных магнитных атомов оказываются только моменты одиночных магнитных атомов, маг- выстроенными относительно момента электрона и друг нитный момент электрона показан жирной стрел- относительно друга (рис. 4). Электрон-атомное обмен- кой); б – потенциальная яма, соответствующая не- ное взаимодействие (3) является ферромагнитным, и в магнитной локализации в точке с координатой z0 ; в – та же область решетки после образования вокруг отличие от ситуации с марганцевыми парами моменты локализованного электрона области с ориентиро- электрона и одиночных магнитных атомов выстраи- ванными моментами магнитных атомов; г – потен- ваются параллельно друг другу (см. рис. 4). Такую циальная яма, глубина которой определяется сум- мой энергий немагнитной (1) и магнитной (2) лока- систему – электрон с окружающими его параллельно лизации ориентированными моментами магнитных атомов – называют магнитным поляроном. Расчеты и эксперимент свидетельствуют о том, что самым к ослаблению магнитного полярона. Если обра- свободно движущемуся электрону трудно сформиро- зец поместить во внешнее поле Н, то по мере роста Н вать магнитный полярон, поскольку магнитные мо- моменты магнитных атомов все в большей степени менты атомов поворачиваются медленно по сравне- ориентируются этим полем, а не моментом электрона, нию со скоростью ухода электрона в другую точку формирующего магнитный полярон. В таких условиях кристаллической решетки. Обычно магнитный поля- потенциальная яма магнитного полярона становится рон образуется в два этапа (см. рис. 4). Сначала элек- все более мелкой и эффект магнитного полярона по- трон локализуется, например, на донорной примеси степенно подавляется. или случайном потенциале твердого раствора. Такие потенциалы образуются в твердом растворе вследствие Остановимся на термине “магнитный полярон”. того, что в различных малых областях образца локаль- При движении по кристаллической решетке отрица- ная относительная концентрация катионных компо- тельно заряженная частица – электрон – притягивает к нентов (Cd и Mn в Cd1 − xMnxTe) отличается от среднего себе ближайшие катионы и отталкивает анионы, то по образцу значения х в ту или иную сторону. После есть вокруг электрона решетка деформируется, причем такой немагнитной локализации начинается вторая область деформации перемещается по решетке вместе фаза – выстраивание моментов окружающих магнит- с электроном. Если же деформация значительна, то об- ных атомов в направлении магнитного момента элек- разующаяся потенциальная яма столь глубока, что элек- трона. Влияние момента электрона распространяется в трон утрачивает способность к перемещению по ре- решетке на довольно большие расстояния, так что при шетке, и происходит автолокализация электрона в x = 0,2 в формировании магнитного полярона участву- потенциальной яме, образованной им самим. Такая си- ют порядка сотни атомов Mn. стема – электрон и деформированная его зарядом об- Интересно проследить за влиянием внешних фак- ласть решетки – была названа поляроном. В отличие торов на магнитный полярон. Нагревание кристалла от обычного полярона сутью магнитного полярона приводит к тепловой разориентации моментов и тем является не пространственное смещение зарядов, а АГЕКЯН В.Ф. ПОЛУПРОВОДНИКИ С СИЛЬНЫМИ МАГНИТНЫМИ СВОЙСТВАМИ 89 ФИЗИКА корреляция направлений моментов магнитных атомов ная локализация, после чего начинается формирование и магнитного момента электрона. магнитного полярона. Это понижает энергии электро- на и дырки, вследствие чего величина фотона, излуча- ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА емого при их рекомбинации, становится все меньше. ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ Таким образом, регистрируя спектр люминесценции С МАГНИТНЫМ КОМПОНЕНТОМ твердого раствора через различные промежутки време- ни после окончания возбуждающего импульса, можно Введение в полупроводники атомов группы железа определить характерные для указанных процессов вре- меняет не только магнитные, но и оптические свойства мена. Установлено, что формирование магнитного по- кристаллов. В начале статьи говорилось о зависимости лярона в Сd0,8Mn0,2Te происходит за 10−9–10−10 c, то есть ширины запрещенной зоны Eg в твердом растворе от электронные процессы в полупроводниках оказывают- относительных концентраций его катионных или ани- ся очень быстрыми. онных компонентов. При замещении кадмия марган- цем в твердом растворе Cd1 − xMn1 − xTe увеличение х от 0 В заключение рассмотрим одно из практических до 0,5 не только резко влияет на магнитные свойства, применений твердого раствора с магнитным компонен- но и вызывает изменение Eg от 1,5 до 2,3 эВ. Для того том. В технике используются оптические затворы – уст- чтобы иметь возможность независимо управлять оп- ройства, позволяющие с помощью внешних воздейст- тическими и магнитными параметрами кристалла, вий регулировать интенсивность проходящего через используют более сложные твердые растворы с тремя них света. Схема оптического затвора представлена на катионными компонентами: двумя немагнитными и рис. 5. Если два поляризатора П1 и П2 скрещены, как одним магнитным. Например, в твердом растворе это показано на рис. 5, свет через оптический затвор не Cd1 − x − yZnyMnxTe можно, зафиксировав магнитные проходит, поскольку П1 и П2 пропускают только свето- свойства выбором х, управлять в определенных преде- вые колебания, ориентированные соответственно вдоль лах величиной Eg , изменяя только у. осей у и х. Для просветления оптического затвора необ- Большое магнитное расщепление электронных ходимо повернуть электрический вектор волны Е1 та- уровней приводит к сильным изменениям оптического ким образом, чтобы у него появилась проекция на ось х. спектра твердого раствора с магнитным компонентом Это можно сделать использовав эффект Фарадея – вра- во внешнем поле. Можно наблюдать расщепление края щение плоскости поляризации линейно-поляризован- оптического поглощения, в десятки раз превосходящее ной световой волны, распространяющейся вдоль оси z расщепление края в немагнитном кристалле при той в некоторой среде (например, в кристалле) во внешнем же величине внешнего поля Н (гигантский эффект Зе- емана). Величина магнитного расщепления имеет рез- Д кую температурную зависимость: при нагревании уси- ливается разориентация моментов магнитных атомов, П2 E3 внутреннее поле В = H + Н0 ослабляется и расщепление уменьшается. Магнитный компонент вносит большие E2 изменения и в спектр излучения (люминесценции) по- M nTe Cd лупроводников [2], который тесно связан со спектром E1 П1 поглощения. Важной экспериментальной методикой является y H z ´ исследование люминесценции с временным разреше- И нием. Суть метода заключается в возбуждении полу- x проводника коротким световым импульсом и регистра- ции спектра излучения в различные моменты времени после окончания этого импульса. Обратимся к свето- Рис. 5. Схема, поясняющая действие оптического вому возбуждению пары электрон–дырка, показанно- затвора, основанного на эффекте Фарадея: И – ис- му на рис. 1. С течением времени электрон опустится точник света; Е1 , Е2 и Е3 – направления электричес- ких колебаний в линейно-поляризованной световой на дно зоны проводимости, дырка поднимется к потол- волне; П1 и П2 – поляризаторы (направления элект- ку валентной зоны, и если сразу после этого произой- рического вектора света, пропускаемого поляриза- дет их рекомбинация, будет излучен фотон с энергией, торами, обозначены синей стрелкой); CdMnTe – кристалл твердого раствора с магнитным компонен- равной Еg (здесь мы исключаем из рассмотрения экси- том; Н – внешнее магнитное поле; Д – детектор, из- тонный эффект [2]). Если же электрон и дырка продол- меряющий интенсивность света, прошедшего через жают свое существование, то происходит их немагнит- оптический затвор 90 С О Р О С О В С К И Й О Б РА З ppg soflens comfort o2 optix dimplex model elba - 2113 ardo dimplex model amesbury 3d gislaved 4 isdn nokia 9300i 478 elmos elmos nokia 9300i sharp ar-m205 intex online - - , ,