wych jak na rysunku 6.4.2)
7. SPECYFIKA Z3AWISKA FOTOMAGNETOELEKTRYCZNEGO WYST^RUDĄCEGO W NISKICH TEMPERATURACH
ORAZ W KWANTUJĄCYCH POLACH MAGNETYCZNYCH
W przypadku badań prowadzonych na próbkach schłodzonych do niskich tem
peratur trzeba uwzględnić możliwość wystąpienia zjawiska FME na gorących nośnikach ładunku elektrycznego (patrz rozdział 7.1). Poza tym obniżenie temperatury próbek niejednokrotnie powoduje taki wzrost ruchliwości noś
ników ładunku, iż stosowane w badaniach pola magnetyczne staję się polami kwantującymi widmo energetyczne elektronów. Ma to silny wpływ na zjawisko FME (patrz rozdział 7.2).
7.1. Zjawisko FME na gorgcych nośnikach ładunku elektrycznego
Generowane światłem w półprzewodniku nadmiarowe nośniki ładunku elek
trycznego przejmuję nadwyżkę energii fotonu ponad tę wartość, jaka jest potrzebna dla wywołania przejścia elektronu dc pasma przewodnictwa.
W przypadku absorpcji podstawowej owa nadwyżka energii rozkłada się po
między elektron i dziurę odwrotnie proporcjonalnie do wielkości ich mas e f e k t y w n y c h . P o n i e w a ż w wielu przypadkach efektywna mass dziury Jest znacznie większa o d e f e k t y w n e j masy elektronu w danym półprzewodniku, to praktycznie c a ł e n a d w y ż k ę anergii fotonu przejmuje elektron. W wyniku te
go z o s t a j e on p r z e n i e s i o n y w y s o k o w pasmo energii przewodnictwa. Oego ener>- gia m o ż e b y ć z n a c z n i e w i ę k s z a o d średniej energii równowagowych nośników ł a d u n k u w y s t ę p u j ą c y c h w półprzewodniku, energii uwarunkowanej temperaturę sieci krystalicznej półprzewodnika, Z tego powodu tak wygenerowane elek
trony przyjęto n a z y w a ć gorącymi nośnikami ładunku elektrycznego.
A u t h £ 1 5 5 , 1 6 l J pierwszy zauważył, iż występowanie w półprzewodniku g o r ę c y c h nośników ładunku m o ż e wywrzeć istotny w p ł y w na wielkość zjawiska FME. Będzie to miało miejsce wówczas, gdy czas potrzebny na oddanie nad
miaru energii będzie większy od czasu życia nośników, a równocześnie war
t o ś c i współczynników opisujęcych zjawiska kinetyczna i rekombinacyjne wy
s t ę p u j ą c e w półprzewodniku będę zależały od w a r t o ś c i energii nośników ła
dunku. Auth | l 5 5 j (patrz również [ 1 0 4 ] ) zwrócił uwagę, iż w przypadku,gdy gorące nośniki ładunku elektrycznego maję mniejsze ruchliwości aniżeli nośniki ładunku elektrycznego pozostające w równowadze termicznej z sie
cią krystaliczną badanej próbki, a jednocześnie wskutek krótkiego czasu ż yc ia n o ś n i k ó w m n i e j s z o ś c i o w y c h zwykły, dyfuzyjny efekt FME Jest znikomy,
186
-to powinno się zaobserwować tzw. ujemny afekt FME. W ten sposób zinterpre
tował on wyniki swoich badań przeprowadzonych ne próbkach CdS.
Ogólnie można wyróżnić trzy składowe prądów lub pól elektrycznych wywo
łanych zjawiskiem FME na gorących nośnikach ładunku elektrycznego. Istnie
nie tych składowych jest uwarunkowane następującymi mechanizmami fizycz
nymi: l) dyfuzyjnym zjawiskiem FME wywołanym gradientem koncentracji nad
miarowych nośników ładunku, 2) elektronowym zjawiskiem FTME uwarunkowa
nym gradientem temperatury nośników ładunku, 3) występowaniem w badanym półprzewodniku nadmiarowych nośników ładunku o energii znacznie większej od energii nośników równowagowych.
Wzajemny stosunek wielkości sygnałów FME wywołanych tymi trzema mecha
nizmami Jest determinowany mechanizmami relaksacji energii nadmiarowych nośników ładunku oraz stosunkiem czasów relaksacji opisujących te mecha
nizmy do czasu życia nośników ładunku. 3eżeli czas życia X e nośników ładunku Jest znacznie większy od czasów opisujących relaksację energii
(7.1.1)
to nośniki ładunku elektrycznego znajduję się praktycznie w równowadze cieplnej z siecią krystaliczną półprzewodnika, w dalszej części niniej
szego rozdziału nie będziemy analizowali tego przypadku, ponieważ został on już przedyskutowany w rozdziale 4. Przenalizujamy natomiast te przy
padki, w których w ciągu swego czasu życia nadmiarowe nośniki ładunku nie zdążą oddać posiadanego nadmiaru energii sieci krystalicznej półprzewodni
ka.
Załóżmy, że w tych warunkach decydującym mechanizmem relaksacji energii jest oddziaływanie ralędzyelektronowe, tzn. spełnione są warunki»
m i n f , t , t / 7 i
e e I e o e a J " e e a l / . i . <: J
P r z y p a d e k t a k i w y s t ę p u j e z w ł a s z c z a w t e m p e r a t u r a c h h e l o w y c h w ż d e g e n e r o - w a n y c h p ó ł p r z e w o d n i k a c h n - t y p u , w k t ó r y c h k o n c e n t r a c j a e l e k t r o n ó w j e s t b a r d z o d u ż a [l51, 3 8 2 ] . N a d m i a r o w e e l e k t r o n y w y g e n e r o w a n e ś w i a t ł e m o e n e r g i i f o t o n ó w w i ę k s z e j o d s z e r o k o ś c i p r z e r w y e n e r g e t y c z n e j p ó ł p r z e w o d n i k a (h<vl > E g ) p r z e k a z u j ą w ó w c z a s p o s i a d a n ą n a d w y ż k ę e n e r g i i e l e k t r o n o m r ó w n o w a g o w y m . w w y n i k u s i l n e g o o d d z i a ł y w a n i a m i ę d z y e l e k t r o n o w a g o e n e r g i a t a r o z k ł a d a s i ę p o m i ę d z y w s z y s t k i e e l e k t r o n y p r z e w o d n i c t w a . T e g o t y p u z w i ę k s z e n i e e n e r g i i u k ł a d u e l e k t r o n ó w m o ż n a z i n t e r p r e t o w a ć j a k o w z r o s t t e m p e r a t u r y g a z u e l e k t r o n o w e g o p o n a d t ę w a r t o ś ć , j a k a o d p o w i a d a t e m p e r a t u r z e s i e c i k r y s t a l i c z n e j p ó ł p r z e w o d n i k a . IV t e j s y t u a c j i r ó w n o c z e ś n i e z d y f u z y j nym z j a w i s k i e m F ME , k t ó r e j e s t u w a r u n k o w a n e g r a d i e n t e m k o n c e n t r a c j i n a d m i a r o w y c h n o ś n i k ó w ł a d u n k u e l e k t r y c z n e g o , m o ż e w y s t ą p i ć e f e k t b ę d ą c y a n a l o g i c z n y m do e l e k t r o n o w e g o e f e k t u FTME ( p a t r z r o z d z i a ł 5 . 2 ) , a u w a r u n kowany gradientem temperatury elektronów.
^ee' ®eo* ceaj
187
-Aby opisać zjawisko FME występujące w warunkach rozgrzewania nośników ładunku elektrycznego, trzeba znaleźć funkcję rozkładu koncentracji noś
ników po energii, uwzględniając przy tym Jednoczesną dyfuzję slektronów w przestrzeni współrzędnych geometrycznych i energii [383]. Potrzebna
jest do tego znajomość zależności czasów relaksacji energii i pędu oraz czasu życia nośników ładunku od wartości posiadanej przez nie energii.
IV konsekwencji analityczne rozwiązania, a także rozwiązania uzyskiwane numerycznie można uzyskiwać Jedynie dla pewnych szczególnych sytuacji eksperymentalnych. W niniejszej pracy nie będziemy przytaczać owych wzo
rów szczegółowych, a ograniczymy się Jedynie do omówienia ich istoty oraz podamy wzory najczęściej wykorzystywane przy interpretacji wyników do
świadczalnych.
Abakumow i Oassijewicz [384j podali wzory określające natężenie prądu wywołanego zjawiskiem FME w niezdegenerowanyra półprzewodniku o elektro
nowym typie przewodnictwa elektrycznego, na który pada promieniowanie o stosunkowo niedużym natężeniu ( A n 0 << no ). Założyli oni przypadek sil
nego oddziaływania międzyelektronowego i ograniczyli eię do warunków ge
neracji fotoelektronów posiadających energię mniejszą od wartości energii fotonu optycznego ale znacznie większą od kgTo . Dodatkowo zakładali, iż ruchliwość elektronów jest znacznie większa od ruchliwości dziur, gru
bość próbki Jest znacznie większa od długości drogi dyfuzji dziur, szyb
kość rekombinacji nośników ładunku elektrycznego na powierzchni próbki Jest znikoma. Ich praca stanowi w pewnym stopniu uogólnienie części wy
ników prac [385, 386]. Oednym z istotnych wniosków cytowanoj pracy Jest fakt, iż rozgrzewanie nośników ładunku elektrycznego Jest znacznie istot
niejsze dla zjawiska FME aniżeli fotoprzewodnictwa.
Abakumow 1 inni [382] podali wzory na natężenie prądu wywołanego zja
wiskiem FME w zdegenerowanym półprzewodniku n-typu, w którym: A T « T 0 , H < < k BT o' me < < m h' ®1 = °* W " Eg>>-,S“ i* w » L , w » ^ . .
k w » l . Niestety, wzory wyprowadzone w zacytowanej pracy pozostają słusz
ne jedynie w przypadku k U j . » ! , gdyż nie uwzględniono przy ich wyprowa
dzeniu dyfuzji elektronów wysokoenergetycznych, co prowadzi do pewnej zmiany równań bilansu energii [384]. Abakumow i inni [382] oszacowali, iż w temperaturze T = 4 K, w n-InSb o następujących parametrach n8=4.10 m . p g = 10 m2/ V s , (u h = 0,1 m2/Vs, - 10-7 s, - 2 . 10_ 7 s, w warun
kach oświetlania promieniowaniem zapewniającym h-fl = 20 ti6ł^, k » 10 m s natężenie składowej prądu FME związanej z gradientem temperatury elektro
nów jest 2 . 103 i 5 . 102 razy większe od natężenia prądu FME wywołanego jedynie gradientem koncentracji nośników ładunku elektrycznego.
Matwiejenko ze swymi współpracownikami [387] uogólnił teorię zjawiska na gorących nośnikach ładunku podaną w pracach [38^, 388] na przypa
dek, w którym w badanym półprzewodniku występują dwie grupy elektronów o różnych masach efektywnych 1 różnych wartościach współczynników kinetycz
nych.
188
-Abakunow 1 Oassijewicz [389] uwzględnili Jako pierwsi w teorii zjawis
ka FME na goręcych nośnikach ładunku elektrycznego wpływ rekombinacji noś
ników na powierzchni badanego półprzewodnika. W celu uproszczenia rozwa
żań założyli, iż spełnione sę następujące warunki eksperymentalne: półprze
wodnik n-typu, małe natężenie promieniowania ( A ne< < n e » A T « T Q ) o*"82 jego silne pochłanianie w badanej próbce ( k w » l ) , silne oddziaływanie międzyelektronowe 66 0 ©0 09), pole magnetyczne jest niekwantu-jęce, ale dowolne pod względem wartości parametru ^u-gB, droga dyfuzji dziur jest znacznie mniejsza od tzw. drogi dyfuzji ciepła (L <*=AL_pi. gdzie A Jest współczynnikiem liczbowym, którego wartość zależy od mechanizmu rekombinacji nośników ładunku [389]), próbka Jest stosunkowo gruba (vr>>Al_j., w > > L ) 1 znajduje się w niskiej temperaturze (£e f f>;> kgTQ ), W takiej sytuacji natężenie składowej prędu FME, która jest wywołana gra
dientem temperatury elektronów, można opisać wzorami [389] :
gdzie
cj E 2 S 6 s -t * * \
6 ---- :--- ę~T (7.1.4)
[i-. Ł. fjJ^A
dla półprzewodników nlezdegenerowanych oraz
s-t-1 - -f-i- (7.1.5)
*1
dla półprzewodników zdegenerowanych, I® oznacza natężenie prędu, jakie roczna obliczyć bez uwzględnienia efektów powierzchniowych [382, 389], <J,
liczbowe parametry rzędu jedności, których wartości zależę od mecha
nizmów r6k0ci0i.-;acji odpowiednio w objętości i na powierzchni badanej prób
ki [3S9] , -;.zss relaksacji energii elektronu, s£ określa szybkość po
wierzchniowych strat energii elektronów [389], H charakteryzuje stosu
nek powierzchniowych strat energii elektronów do strat w objętości próbki.
Abekumoi'' _ 3ussijewicz zaproponowali [389] , aby wartość s* określać za pococę bsuai widmowej zależności fotoprzewodnictwa zachodzącego w tych samych warunkach co analizowane zjawisko FKE. Niestety, brak jest infor
macji ns temat wyników badań doświadczalnych nad wpływem stanu powierz
chni półprzewodnika na gradient temperatury gazu elektronowego w warun
kach rozgrzewania nośników światłem.
Temperatura gazu elektronowego w półprzewodniku zależy zarówno od od
d zi ał y w a n i a tego gazu z s i eci« kry s ta li cz n e, jak i od w a r t o ś c i e fe k ty wn ej
189
-energii przekazywanej w oddziaływaniach międzyelektronowych przez elek
trony nadmiarowe wzbudzone światłem do pasma przewodnictwa.
Najogólniejsze wyrażenie ne wartość owej efektywnej energii zostało podane w pracy Abakumowa 1 Oassijewicza [389]. Stanowi ono uogólnienie wy
ników prac [382, 385]. Można je zapisać w postaci:
♦ Ą (1 - -foln
^
U - * - )♦ j 1
L \V2ł.we/ .
-1 d^1 +
(7.1.6)
gdzie (1&0 « h«C - E ^ ) oznacza wartość energii. Jak? posiadają elektrony wzbudzone światłem do pasma przewodnictwa (w przypadku półprzewodników nlezdegenerowanych należy przyjęć w a r t o ś ć ^ równę z e r o ),E [x]-część całko
wita liczby x, £ , £ ° - wysokoczęstotliwościowa i statyczna przenikalność dielektryczna badanego materiału.
Ostatni składnik we wzorze (7.1.6) opisuje oscylacje wartości energii przekazywanej elektronom równowagowym ze wzrostem częstotliwości promie
niowania, które to oscylacje sę wywołane emisję podłużnych fononów optycz
nych przez goręce fotoelektrony. Natomiast pierwszy składnik opisuje część energii przekazywanej elektronom równowagowym przez fotoelektrony w wyniku oddziaływań międzyelektronowych.
W pracach doświadczalnych poświęconych badaniom zjawiska FME na gorę
cych nośnikach ładunku elektrycznego najczęściej do interpretacji uzyski
wanych wyników etosuje się następujący wzór [l53, 233, 234, 390-392]:
V FME “ V FME + ^FME ” w W f A " (0) + 5 * «NE B (7*1 *7)
gdzie
kAI «
A n(0) - ■£-— £ . (7.1.8)
A T ( 0 ) -■.n;(. .Y . | .-T-jr *> f f ,
ss L2 R H i Qn e oznaczaję stałę Halla i współczynnik Nernsta.
*^0 O
W2ór (,7«1«7) jest poprawny dla półprzewodników zdegenerowanych oświetlo
190
-nych promieniowaniem o małym natężeniu ( A n e« r i e , A T « T 0 ), przy czym badane próbki powinny być znacznie grubsze, niż wynosi droga dyfuzji noś
ników ładunku elektrycznego.
Należy podkreślić, iż wzór (7,1.7) bywa używany jedynie do jakościowej interpretacji uzyskiwanych wyników, natomiast do tej pory nie próbowano wyznaczać za jego pomocę parametrów badanych materiałów.
7,1.1. Wpływ energii fotonów na wywołane nimi zjawisko FME na goręcych nośnikach ładunku elektrycznego
Zależność zjawiska FME na goręcych nośnikach ładunku elektrycznego od częstotliwości promieniowania padającego na badanę próbkę więżę się z dwoma zasadniczo różnymi przyczynami. Oednę z tych przyczyn jest zmiana wartośsi współczynnika pochłaniania ze wzrostem częstotliwości promienio
wania. Zmiana ta wpływa n8 rozkład szybkości fotogeneracjl nadmiarowych nośników ładunku elektrycznego po grubości próbki. Ten mechanizm zależno
ści zjawiska FME na goręcych nośnikach ładunku elektrycznego od częstotli
wości promieniowania jest podobny Jak w przypadku zwykłego dyfuzyjnego zjawiska FME (patrz rozdział 4.3). W niniejszym rozdziale zajmiemy się drugę przyczynę rzutujęcę na zależność zjawiska FME na goręcych nośnikach ładunku od częstotliwości promieniowania. Przyczynę tę je6t zmiana ener
gii posiadanej przez fotogenorowane nośniki ładunku ze wzrostem energii absorbowanych fotonów.' Zmiana tej energii rzutuje na wartoścl współczyn
ników kinetycznych, których zależność od energii elektronów decyduje o specyfice zjawiska FME na goręcych nośnikach ładunku elektrycznego.
Rozpatrujęc wszelkie zagadnienia zwięzane z energię swobodnych nośni
ków ładunku elektrycznego, nie sposób nie uwzględniać różnych mechanizmów relaksacji ich nadmiarowej energii.
Załóżmy na poczętek naszych rozważań, iż najefektywniejszym procesem relaksacji energii goręcych nośników ładunku jest emisja podłużnych fono
nów optycznych, a równocześnie stała czasowa togo procesu jest znacznie mniejsza od wartości czasu życia nośników:
,,’eo<'<IBin j^ee' x eej ' ^ e o <<ŁV (7.1.10)
W takim przypadku nie zachodzi rozgrzewanie równowagowych nośników ła
dunku. W s z y s t k i e osobliwości zjawiska FME sę wówczas zwięzane z małę gru
pę nadmiarowych nośników ładunku o wyższej energii [393]. Przypadek ten zachodzi w b a r d z o czystych półprzewodnikach o małej koncentracji nośników ładunku oraz w stosunkowo słabych polach magnetycznych [48]. W zwięzku z roełę wartościę czasu relaksacji TQQ fotogenerowano nośniki ładunku prawie błyskawicznie tracę nadmiar energii poprzez emisję fononów optycz
nych i przez prawie cały czss życia posladaję energię o wartości \£ z p rz ed z i a ł u (0, *<0^), g dzie f>a>^ jest energię p o d ł u ż n e g o fonon u optyc zn eg o .
191
-Załóżmy dodatkowo, iż pozostałe mechanizmy relaksacji energii sę mało efektywne i słabo wpływaję na zmianę energii nośników w cięgu ich czasu życia
j^ee' ^eaj
« e« m l n ] « o s , * a a [ * (7.1.11)
Wartość energii 15 , którę posladaję w omawianym przypadku nadmiarowe nośniki ładunku, prawie przez cały czas swego życia oscyluje ze wzrostem częstotliwości światła genarujęcego nośniki ładunku. Wartość tej energii można opisać wzorem:
h-5 - E "
-r a .fieo-,. (7.1.12)
gdzie E[a] Jest częścię całkowitę liczby a. Tego typu zmiany wartości energii nośników nadmiarowych ze wzrostem energii fotonów zostały schema
tycznie przedstawione na rys. 7.1.1,
Zakładajęc, Iż ruchliwości nośników ładunku zależę od ich energii, zauważymy, że oscylacje energii goręcych nośników wywołane emisję fononów optycznych mogę spowodować oscylacje prędu zwarciowego wywołanego zjawi
skiem FME w miarę wzrostu energii fotonów podajęcych na próbkę. Okres tych zmian odpowiada energii podłużnego fononu optycznego Tego typu zależności zjawiska FME od energii kwantów promieniowania zostały zaobser
wowane przez wielu badaczy, o.in. [223, 394-397].
Gusejnow i inni [398] zaobserwowali podwójne oscylacje zjawiska FMŁ w funkcji energii fotonów promieniowania padajęcego na próbki wykonane z p-typu InSb. Okresy periodyczności zmian zjawiska FME wynosiły
oraz 2f!&.^. Wyniki te zostały zinterpretowane jako efekt udziału w zjawi
sku FME goręcych nośników wygenerowanych zarówno z pasma ciężkich. Jak i lekkich dziur.
Georgice i inni [399] stwierdzili doświadczalnie złożonę strukturę oscylacji zjawiska FME ze wzrostem częstotliwości promieniowania padaję
cego na próbkę, wykonujęc badania Cc^xH 91_xTe 0 różnym składzie chemicz
nym (0,15 *£ x s£0,24). Q«e złożone o s c y l a c j e udało się rozłożyć na dwie
s e r i e oscylacji z okresami periodyczności odpowiadającymi częstotliwo-J
ś c i o r a podłużnych f o n o n ó w optycznych typowych dla sieci krystalicznych
C d T e o r a z H g T e . A u t o r z y o w e j pracy podkreślili, że obserwowana p r z e z nich o s c y l a c j e świadczę o p r o c e s a c h w i a l o f o n o n o w y c h zachodzęcych z u d z i a ł o m goręcych nośników ładunku. U z a s a d n i l i to t y m , iż w przypadku emisji j e d n o -
f o n o n o w e j zaćhodzęcej w strukturze dwumodowej powinno występować wiele
aperiodycznych drgań, których złożenie nie prowadziłoby do regularnych oscylacji zjawiska FME ze wzrostem częstotliwości promieniowania.
Zależność czasu życia oraz czasu relaksacji energii i pędu nadmiaro
wych nośników ładunku elektrycznego od wartości posiadanej przez nie
enor-I enor-I enor-I
wano zatem wykorzystanie widmowego badania tego zjawiska do oszacowania owych zależności.
Zależność zjawiska FME na goręcych nośnikach ładunku elektrycznego od częstotliwości padajęcego na próbkę promieniowania komplikuje się, gdy nadmiarowe nośniki ładunku tracę swę energię wskutek występowania dodat
kowych w stosunku do emisji fononów procesów relaksacji energii.
W przypadku małych natężeń światła padajęcego na półprzewodnik, w któ
rym dominującym mechanizmem relaksacji energii elektronów Jest oddziaływa
nie międzyelektronowe, ma miejsce liniowa zależność przekazywanej elektro
nom energii od częstotliwości światła. W konsekwencji natężenie składowej prędu wywołanego zjawiskiem, która Jest zwięzana z gradientem temperatury gazu elektronowego, powinno być proporcjonalne do energii kwantów promie
niowania stosowanego w badaniach. Tego typu monotoniczne zależności zja
wiska FME od częstotliwości światła zostały zaobserwowane przez Michajłowę i innych [390].
W przypadku porównywalnych wartości czasów relaksacji energii elektro
nów w procesach oddziaływania międzyelektronowego oraz emisji fononów op
tycznych powinny być zaobserwowane ze wzroetem częstotliwości światła pa
dającego na próbkę liniowe zmiany wielkości eygnału FME, na które to zmia
ny będzie się nakładała składowe oscylacyjna zwięzana z wcześniej oplsanę emisję fononów optycznych. Tego typu zależności były obserwowane m.in. w badaniach Ge As [l53].
Laguazczenko i Oassijewicz [3 8 3] stwierdzili, że dodatkowe mechanizmy relaksacji energii elektronów ponad emisję fononów optycznych prowadzę do wygładzenia formy oscylacji zjawieka FME ze zmianę częstotliwości światła oraz prowadzę do zmniejszenia wartości natężenia prędu wywołanego zjawis
kiem FME.
W precy [400] stwierdzono przejecie zwykłego, dodatniego zjawiska FME w tzw. zjawisko ujemne przy wzroście energii fotonów promieniowania pada
jącego ne próbki InSb umieszczone w temperaturze ciekłego helu. Efekt ten zinterpretowano jako fakt potwierdzający to, iż obserwowane zjawisko FME Jest związane z występowaniem w badanych próbkach goręcych nośników ładunku elektrycznego. Opisano to teoretycznie w pracy [3 86].
W kilku pracach, np. [l53, 394, 396^ , w których stwierdzono oscylacyj
ne zależności widmowe zjawiska FME interpretowane Jako efekt emisji fono
nów optycznych przez goręco nośniki ładunku elektrycznego, zaobserwowano pewną osobliwość zjawiska FME przy wartościach energii fotonów bliskich szerokości przerwy energetycznej badanego materiału. Osobliwość te pole
gała na zmianie zwykłego, dodatniego zjawiska FME w efekt ujemny przy zmiejszaniu częstotliwości promieniowania. Przy czym Guaojnow i inni [396] zaobserwowali nawet, iż w przypadku niektórych próbek n-lnSb, w temperaturach od 7 do 77 K, występuje podwójna zmiana polaryzacji
zjawi 194 zjawi
-ska FME ze zmianę częstotliwości światła. W zacytowanych pracach dokonano jedynie próby jakościowego wytłumaczenia tego efektu, bez dokonywania ja
kichkolwiek oszacowań ilościowych.
Nasledow i inni [394] interpretowali zmianę polaryzacji zjawiska FME za zmniejszeniem częstotliwości światła padajęcego na próbki InSb jako efekt dużej szybkości rekombinacji nośników ładunku na oświetlanych po
wierzchniach próbek. Niestety, ze względów aparaturowych nie potrafili oni jednoznacznie określić polaryzacji wielkości wywołanych zjawiskiem FME.
Gusejnow i inni [39ó] zwracali uwagę, iż być może wyżej przytoczone obserwacje podwójnej zmiany polaryzacji zjawiska FME ze zmniejszaniem czę
stotliwości promieniowania, sę zwięzane z procesami rekombinacji powierz
chniowej, lecz nie sprecyzowali, jaki jest mechanizm takiego efektu. Rów
nocześnie autorzy ci zauważyli, że ujemne zjawisko FME, obserwowane na temperatury gazu elektronowego w stosunku do występującego przy znacznie większych energiach fotonów. Także Ibragimow i Kolczanowa [l53] zinterpre
towali fakt występowania ujemnego zjawiska FME w epitaksjalnych warstwach n-GaAs znajdujących się w temperaturze ciekłego helu i oświetlanych foto
nami o wartościach energii bliskich szerokości przerwy energetycznej bada
nego półprzewodnika, jako efekt ochładzania elektronów światłem.
W pracach [l53, 396] nie zwracano uwagi na to, iż promieniowanie o ener
giach fotonów zawartych w wąskim przedziale wartości, zbliżonych do sze
rokości przerwy energetycznej badanego półprzewodnika i odpowiadających krawędzi absorpcji podstawowej, jest słabo pochłaniane w badanych prób
kach. Natomiast w takiej sytuacji trudno Jest oczekiwać dużej niejednorod
ności rozkładu koncentracji elektronów nadmiarowych, a tym samym i tempe
ratury gazu elektronowego po grubości próbki. W zacytowanych pracach nie przedyskutowano. Jak duży gradient temperatury gazu elektronowego jest potrzebny w próbce dla wywołania ujemnego zjawiska FME poprzez ochładza
nie nośników równowagowych światłem.
Należy zwrócić uwagę, iż zmianę polaryzacji zjawiska FME obserwowano dla tych samych próbek, dla których stwierdzono oscylacyjne zależności zjawiska FHE od częstotliwości promieniowania przy większych energiach fotonów [l53, 394, 396]. Jakościowo tego typu widmowe charakterystyki zjawiska FME w pełni odpowiadają interferencyjnemu zjawisku FME (patrz rozdział 4.3). Niestety, niemożliwe jest ilościowe porównanie owych wyni
ków doświadczalnych ze wzorami odpowiednimi dla zjawiska interferencyjne
W badaniach zjawiska FME w próbkach n-InSb znajdujących się w temperatu
rze 4 K łatwo może zaistnieć przypadek, w którym względna zmiana tempera
tury gazu elektronowego Jest ponad sto razy większa od względnej zmiany koncentracji elektronów wywołanej padającym na próbkę promieniowaniem zjawiska FME od natężenia promieniowania Jest zwl«zany zarówno ze stop
niem zdegenerowania półprzewodnika, jak i z tym, Jaki mechanizm rozprasza
nia nośników ładunku jest dominujący w warunkach przeprowadzonego ekspe
rymentu. Autor ten zaproponował, aby poprzez analizę doświadczalnych zależ*
ności zjawiska FME od natężenia oświetlenia uzyskiwać informacje na temat mechanizmów rozpraszania nośników ładunku, jakie występują w półprzewod
nikach. Zasadniczą trudność stanowi fakt, iż wzory teoretyczne, Jakie