|
ЛИНЕЙНО-ЦИРКУЛЯРНЫЙ ДИХРОИЗМ ОДНОФОТОННОГО ПОГЛОЩЕНИЕ
СВЕТА р-Те (учет эффекта когерентного насыщения)
Р.Я.Расулов, В.Р.Расулов, И.М.Эшболтаев, Р.Р.Султанов
Ферганский Государственный университет, Фергана
E-mail:
r_rasulov51@mail.ru
Будем исследовать линейно-циркулярный дихроизм однофотонного поглощения света в
р-Те с учетом эффекта Раби, который для произвольной интенсивности света
I
, определяется
вероятностью межподзонного оптического перехода
k
S
z
k
k
z
k
zc
I
e
I
E
E
e
e
E
f
k
b
n
I
W
2
/
1
2
1
2
2
1
2
2
)
1
(
))
/(
1
(
)
(
)
1
)(
(
4
,
(1)
где
0
2
1
2
I
T
T
I
S
,
2
4
3
0
8
b
n
I
,
2
/
1
2
2
2
)
(
z
k
b
,
)
( E
f
-функция распределения носителей
тока с энергией Е,
- параметр тонкой структуры (
с
e
/
2
),
n
- коэффициент преломления
света среды на частоте
,
l
T
- время выхода из резонансной области носителей тока в ветви l,
b
- параметр зоны, который является множителем перед линейной по волновому вектору
“Fizikaning hozirgi zamon ta’limidagi o’rni”. Samarqand 2019-yil 13-14 dekabr.
302
слагаемой в эффективном гамильтониане,
1 /
B
k T
, T - температура,
B
k
- постоянная Больц-
мана,
b
Р
(
b
Р
-зонный параметр перед линейным по волновому вектору слагаемым в
эффективном гамильтониане электронов) и
в случае n-GaP;
V
b
и
Z
V
k
в случае в
теллура. Тогда вероятность однофотонного межподзонного оптического перехода для
линейной поляризации имеет следующий вид
)
/
(
/
)
1
(
0
)
1
(
S
lin
lin
I
I
W
W
,
)
2
/
(
/
)
1
(
0
)
1
(
S
circ
circ
I
I
W
W
,
(2)
где
1, 2 ;
l
,
0
2
)
1
(
0
)
1
)(
(
)
(
b
e
E
f
I
B
n
W
,
)
,
0
(
1
ZC
Z
k
k
k
k
E
E
,
)
(
0
ZC
Z
k
k
,
1
1
1
( )
2
1
ln
4
1
l i n
x
x
x
x
x
x
x
x
)
/
(
S
I
I
x
,
(3)
1
1
(
)
1
a r c s i n
4
1
c i r c
y
y
y
y
y
y
)
2
/
(
x
y
.
(4)
На рис.1 представлены функции
( )
l i n
x
и
(
)
c i r c
y
, из которого видно, что с ростом
интенсивности света фактор линейно - циркулярного дихроизма
(1 )
(1 )
/
c i r c
l i n
W
W
, обусловленный
оптическим переходом между подзонами валентной зоны полупроводника типа p-Те сначала
растет, а в пределах большой интенсивности, то есть
0
I
I
, не зависеть от интенсивности и
равен
1 .1
. Это означает, что в этом случае выстраивание импульсов фотовозбужденных дырок
происходит интенсивнее, чем ориентации их моментов.
Далее можно рассчитать многофотонный линейно - циркулярный дихроизм в теллуре, где
надо учитывать энергетическая щель между подзонами валентной зоны, которая усложняет
задачи. При этом надо учитывать, что матричные элементы двухфотонного оптического
перехода состоят из двух составляющих, одна из которых описывает последовательного
поглощения двух фотонов, а вторая описывает взаимодействия электронов с двумя
одновременно поглощающимуся фотонами [9]. В этих условиях поглощения света линейной и
циркулярной поляризации при расчетах составных матричных элементов
(
)
'
',
N
n k
n k
M
N-фотонных
переходов в методе эффективного гамильтониана надо рассмотреть оптические переходы типа
1
2
1
,
1 / 2
,
1 / 2
М
М
, где диаграммой
(
)
(
)
m
m
изображено однофотонное поглощение, а
диаграммой
(
)
m
m
-одновременное поглощение двух фотонов,
,
,
,
,
1 / 2
l
m
m
m
m
М
промежуточные состояния дырок, которые находятся нетолько в подзонах
1
M
и
2
M
, но и в
спин-отщепленной зоне и в зоне проводимости. Здесь отметим, что в расчетах
,
N
m m
M
надо
учитывать диаграммы, отличающие от вышеприведенных заменой
(
)
m
m
на
(
)
m
m
и наоборот. Если учтем эффекта когерентного насыщения, тогда нельзя получить
аналитическая зависимость
( )
l i n
I
и
( )
c ir c
I
для многофотонного поглощения света.
Таким образом, многофотонный линейно-циркулярный дихроизм в полупроводниках
возникает как с учетом эффекта когерентного насыщения, так и без его учета. Из
вышеуказанных рассуждений видно, что многофотонный линейно-циркулярный дихроизм в
полупроводниках со сложной зоной, состоящей из двух подзон, между которой имеется
энергетическая щель, является объектом отдельного исследования, к чему будет посвящена
отдельная работа.
“Fizikaning hozirgi zamon ta’limidagi o’rni”. Samarqand 2019-yil 13-14 dekabr.
303
Рис. 3. Зависимость
(1 )
(1 )
0
/
W
W
от интенсивности возбуждающего света в зависимости от его
степени поляризации в р-Те.
ОПРЕДЕЛЕНИЕ ПАРАМЕТРА АСИММЕТРИЧЕСКОГО РАССЕЯНИЯ
ЭЛЕКТРОНОВ ПРОВОДИМОСТИ ИНТЕРМЕТАЛЛИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЙ
СИСТЕМЫ Gd-In
О.К. Кувандиков
1
, Н.С. Хамраев
1
, А.А. Эшкулов
2
, К.И. Вахобов
2
1
Самаркандский государственный университет
2
Ташкентский государственный технический университет.
abdugani4@rambler.ru
Асимметрические рассеяния электронов проводимости ответственные за аномальную
часть коэффициента Холла и трудная квантомеханическая задача, которая до сих пор не
решена.
Однако,
комплексно
исследуя
температурные
зависимости
удельного
электросопротивления и коэффициента Холла можно частично решить эту проблему.
В работе [1] приведены результаты экспериментальных данных коэффициента Холла R
H
и остаточного удельного электросопротивления
О
интерметаллических соединений Gd-In в
широком интервале температур и концентраций.
Как известно, в парамагнитной области коэффициент Холла R
H
, выражается следующей
формулой:
R
H
= R
О
+ 4
R
S
,
(1)
где, R
О
и R
S
– нормальная и аномальная составляющая коэффициента Холла,
-
парамагнитная восприимчивость.
Асимметрическое рассеяние характеризуется разницей между вероятностями правого и
левого рассеяния. Несколько правил упрощают отбор членов вероятности рассеяния,
удовлетворяющих эффекту Холла. Исследовались соединены, содержащие различные
концентрации Gd и оказалось, что асимметричное рассеяние пропорционально остаточному
сопротивлению
О
, то есть концентрации. В частности, при достаточно высоких температурах
R
H
можно аппроксимировать выражением вида [2]:
R
H
= R
О
+ а
О
/ T,
(2)
где, а – коэффициент асимметрического рассеяния электронов в РЗМ,
О
– остаточное
удельное электросопротивление.
Используя формулы (2), зная экспериментальные результаты остаточного удельного
сопротивления
О
и коэффициента Холла R
H
, можно строит зависимость R
H
(
О
/Т). Зависимости
R
H
(
О
/Т) приведены на рис 1. Из рис. 1 видно, что с увеличением отношения (
О
/Т),
Do'stlaringiz bilan baham: |
