Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Особенности спектра оптического поглощения кваз и нульмерной структуры с D{{] - центрами
1.1 Введение 24
1.2 Термы отрицательного молекулярного иона DJ-)- в квантовой точке с параболическим потенциалом конфайнмента 25
1.3 Эффект передислокации электронной волновой функции в -системе 29
1.4 Коэффициент примесного поглощения квазинульмерной структуры с D-центрами 41
1.5 Эффект передислокации электронной волновой функции в спектре примесного поглощения квазинульмерной структуры 47
1.6 Эффект подавления электронной интерференции в системе при наличии магнитного поля 54
Выводы к главе 1 66
Глава 2 Молекулярные свойства иона в спектрах оптического поглощения квашнульмерньгх структур
2.1 Введение 68
2.2 Расчет матричного элемента оптического перехода между g - и и -термами в D[~}- системе 69
2.3 Спектральная зависимость коэффициента примесного поглощения, связанного с фотовозбуждением центров 73
2.4 О возможности использования квазинульмерной структуры с -центрами в качестве фотоприемника ИК-излучения 76
Выводы к главе 2 79
Глава 3 Фактор пространственной конфигурации D- центра в спектрах примесного поглощения квазинульмерных структур
3.1 Введение 80
3.2 Зависимость g - и и - термов от фактора пространственной конфигурации молекулярного иона DJ в квантовой точке 81
3.3 Расчет матричного элемента оптического перехода электрона из g -состояния D^ - центра в размерно - квантованные состояния квантовой точки 101
3.4 Спектральная зависимость коэффициента примесного поглощения 106
Выводы к главе 3 114
Заключение 115
Библиографический список использованной литературы
- Термы отрицательного молекулярного иона DJ-)- в квантовой точке с параболическим потенциалом конфайнмента
- Эффект подавления электронной интерференции в системе при наличии магнитного поля
- Спектральная зависимость коэффициента примесного поглощения, связанного с фотовозбуждением центров
- Расчет матричного элемента оптического перехода электрона из g -состояния D^ - центра в размерно - квантованные состояния квантовой точки
Введение к работе
Возросший в последнее время интерес к физике низкоразмерных структур связан как с принципиально новыми фундаментальными научными проблемами и физическими явлениями (такими как целочисленный и дробный квантовый эффект Холла в двумерном электронном газе, вигнеровская кристаллизация квазидвумерных электронов и дырок, обнаружение новых композитных квазичастиц и электронных возбуждений с дробными зарядами, высокочастотных блоховских осцилляции, и т. д.), так и с перспективами создания совершенно новых квантовых устройств и систем с широкими функциональными возможностями. В этой связи особый интерес представляет нанотехнология молекулярных систем.
Впервые идея о том, что между электродами можно поместить несколько молекул или даже отдельную молекулу была впервые выдвинута в середине 70-х годов XX века. Эта концепция к настоящему времени реализована для отдельных компонент, однако производство интегральных цепей на молекулярном уровне связано с трудностью осуществления надежных и контролируемых контактов между молекулами. Возможным решением данной проблемы является «мономолекулярная» электроника, в которой отдельная молекула интегрирует в себе как элементарные процессы, так и межсоединения, необходимые для вычислений.
С точки зрения материалов для нанотехнологий и молекулярной электроники условно можно выделить три основных класса: полимеры, молекулярные ансамбли {molecular assemblies, selfaggregated systems) и единичные молекулы (smart molecules). Первый класс изучается наиболее давно и по общей совокупности работ, пожалуй, наиболее интенсивно. Второй класс - молекулярные ансамбли нанометровых размеров ~ изучается сравнительно недавно. К ним относятся, например, агрегаты на основе порфиринов и других амфифильных молекул, получаемых из растворов. Исследуются наноразмерные молекулярные стержни и проволоки (molecular rods and wires), в том числе в качестве интерфейса между неорганическими материалами (например, двумя металлическими электродами). Предполагается, что со временем будет происходить интегрирование с классической приборной базой.
Важную группу составляют также самоорганизующиеся монослои {self-assembled monolayers, SAMs) на основе органических молекул или цепочек различного строения, которые исследуются как перспективные передающие материалы при литографии, так и для изучения токопереноса вдоль контура сопряжения молекулы.
Третий класс или способ применения органических материалов в нанотехнологиях самый молодой. Это то, что в настоящее время называют emergent или futuristic technologies (внезапно возникающие или футуристические технологии). Если жидкокристаллические дисплеи, технологии CD-R, фотопреобразователи, сенсоры и другие устройства на органических материалах хорошо известны, то одномолекулярные устройства (приборы) в реальном производстве отсутствуют. Более того, если макроскопические свойства классических органических твердых тел (молекулярных кристаллов) имеют удовлетворительное теоретическое описание, то процессы, ожидаемые в одномолекулярных устройствах, видятся гораздо менее отчетливо [1,2]. И, тем не менее, истинно "наноразмерные" эффекты ожидаются именно в этом классе. Конструируются молекулярные наномашины и наномоторы (роторы), динамические молекулярные переключатели, транспортировщики энергии, устройства распознавания, хранения информации. Для исследования инжекции носителей и туннельного тока в отдельных молекулах совершенствуются методы зондовой микроскопии.
Большой успех достигнут в работе с молекулами псевдоротоксана (рис.
Удалось насадить такую молекулу, имеющую форму кольца, на ось -линейную молекулу. Для того чтобы кольцо не соскальзывало с оси, к ее концам присоединяются крупные молекулярные фрагменты, играющие роль "гаек" (в этом качестве использовались разнообразные донорные группы). При реакции с кислотой (#+) или основанием (В) кольцо может скользить от одного конца оси к другому, "переключая" химическое состояние. Эта изящная химическая молекула переключатель была известна еще в начале 90-х годов XX века, однако для практической реализации идеи требовалось еще придумать методы объединения и управления массивами этих нанодиодов. Эту задачу удалось решить, создав монослой одинаково ориентированных молекул такого типа на поверхности металла и осадив на него тончайший слой золота [3].
Отдельный интерес представляют полупроводниковые наноструктуры, такие как квантовые точки (КТ). Это связано с тем, что молекулярные состояния, которые могут быть получены с помощью технологии 8 -легирования [4], являются удобными объектами для наблюдения их электронных и оптических свойств. Действительно, КТ в этом случае интегрирует в себе как атомные, так и молекулярные процессы, которые могут быть использованы при разработке кубитов, а также фотоприемников с широкой полосой чувствительности, кроме того, в виду размерного ограничения важную роль начинает играть вид пространственного расположения атомов, формирующих молекулу в КТ.
Особенность квазинульмерных структур связана с очевидными трудностями, возникающими при исследовании кристаллитов размером несколько нанометров электрическими методами [5]. В настоящее время электронные процессы в КТ изучаются главным образом оптическими методами, причем исследуются не только массивы, составленные из отдельных КТ, но и квантовые молекулы (туннельно-связанные КТ) [6-8]. Рассмотрим более детально особенности роста полупроводниковых кристаллитов в аморфной матрице.
В процессе роста полупроводниковых кристаллитов при распаде пересыщенного раствора ионов в стеклообразной матрице можно выделить три стадии [9-13]. Первая стадия носит название стадии зародышеобразования, при этом степень пересыщения раствора практически не изменяется, а общий объем всех зародышей новой фазы настолько мал, что их образование и рост заметно не отражаются на «степени метастабильности» основной фазы, и поэтому мог бы считаться постоянной величиной определяемый этой степенью критический размер зародышей. На этой стадии происходит флуктуационное образование зародышей новой фазы, а рост каждого из них не зависит от поведения остальных зародышей [14]. Вторая стадия, это стадия нормального роста. На этой стадии размер выделений полупроводниковой фазы монотонно увеличивается при неизменном их общем количестве, степень пересыщения раствора при этом снижается. На третьей стадии определяющую роль начинает играть поверхностное натяжение, поскольку кристаллиты имеют достаточно большие размеры, а пересыщение раствора мало. Динамика роста кристаллитов определяется в основном диффузионным массопереносом от частиц меньшего размера к частицам большего размера. Это связано с уменьшением свободной энергии системы за счет уменьшения поверхности раздела фаз. Такой этап роста часто называют «оствальдовским созреванием» [15]. На второй стадии можно считать общее количество зародышей неизменным. В этом случае распределение частиц по размерам имеет вид гауссиана. На стадии «оствальдовского созревания» можно считать постоянным общую массу полупроводниковой фазы. Тогда функция распределения по размерам представляет собой функцию Лифшица -Слезова [ 16]
3Jew2exp[-l/(l-2W/3)]
Р(и) =
25,2(3 + W)"J (3/2-и)1"3 , (1)
О, и>3/2 где и=а/асп„ е - основание натурального логарифма, а - радиус кристаллита. В процессе «оствальдовского созревания» кристаллиты, для которых аххспі интенсивно растут. Следует отметить существенную особенность роста кристаллитов I-VII в стеклянной матрице. Температура роста этих кристаллитов (500 - 600 С) обычно превышает температуру плавления, которая для массивных кристаллов составляет 400 - 500 С, а с уменьшением радиуса до 1,5 - 2 нм понижается до 200 - 250 С. В результате охлаждения из-за различия в коэффициентах термического расширения объем кристаллита уменьшается больше, чем объем стеклянной матрицы, и кристаллиты оказываются внутри полостей, объем которых больше, чем объем кристаллита. Этот факт был установлен экспериментально при исследовании воздействия гидростатического давления на спектры экситонного поглощения кристаллитов CuCl, CuBr, CuJ в стекле [17, 18]. В отличие от этих соединений кристаллы II - VI имеют более высокий коэффициент термического расширения по сравнению с матрицей. В результате при охлаждении до комнатной температуры кристаллиты этих соединений испытывают давление со стороны матрицы [19]. Это обстоятельство стало причиной того, что влияние давления рассматривалось как механизм сдвига спектра кристаллитов в стекле по отношению к ширине запрещенной зоны для массивных кристаллов. Позднее было установлено [20], что истинная причина сдвига связана с эффектом размерного квантования [21].
Возможность, как наблюдения квантовых эффектов, так и реализации соответствующих приборных структур определяется возможностью получения "идеальных" квантовых точек. Для большинства применений необходимо иметь квантовые точки в полупроводниковой матрице, позволяющей реализовать токовую инжекцию носителей в точки (полупроводниковые квантовые точки в стеклянных матрицах [22], на которых были проведены пионерские исследования в данной области, представляют интерес для ограниченного круга применений, а граница раздела стекло - полупроводник принципиально не может рассматриваться как бездефектная). Кроме того, желательно разнести уровни размерного квантования для носителей на энергию, превышающую 2-3 кТ при комнатной температуре, чтобы не допустить температурного заселения более высоко лежащих уровней. Для большинства полупроводниковых соединений это означает, что эффективный "радиус" точки не должен превосходить 50 А. С другой стороны, нижний энергетический уровень носителя в точке должен обладать, возможно, большей энергией локализации по отношению к энергии континуума (энергии края соответствующей зоны материала матрицы). В противном случае увеличение температуры приведет к термическому выбросу носителей из точек. Кроме того, точки должны обладать бездефектными гетерограницами и не должны содержать центров безызлучательной рекомбинации, чего, как правило, можно достичь, лишь используя прямые методы получения. Для реализации высоких значений максимального усиления необходимо получать плотные массивы однородных квантовых точек (в плоскости подложки для инжекционных гетеролазеров и (или) перпендикулярно плоскости подложки, что особенно важно для поверхностно-излучающих лазеров, каскадных лазеров и фотоприемников различных типов) [23].
Для получения квантовых точек использовались различные способы, например селективное травление структур с квантовыми ямами (КЯ) или рост на профилированных поверхностях. Наиболее же перспективными
9 оказались методы прямого получения с использованием эффектов спонтанного образования наноструктур, например рост на микроскопически упорядоченных фасетированных поверхностях [24], формирование упорядоченных монослойных доменных структур при субмонослойных осаждениях [25] и, особенно, формирование упорядоченных массивов квантовых проволок и точек за счет эффекта спонтанной морфологической трансформации упругонапряженного слоя [26]. В последнем случае образуются трехмерные островки, когерентные с подложкой. Островки, образующиеся на поверхности подложки (в случае роста по механизму Странского-Крастанова покрытой тонким "смачивающим" слоем упругонапряженного материала) обладают высокой однородностью по форме, размерам и упорядочены по своему относительному расположению [26,27], что, безусловно, открывает принципиально новые возможности как в области фундаментальных исследований нульмерных структур, так и их приборных приложений [23].
Одним из эффективных способов изготовления размерно-ограниченных структур является молекулярно-лучевая эпитаксия [28]. Она представляет собой совершенную технологию выращивания монокристаллических слоев с контролем толщины на уровне атомных размеров, которая позволяет создавать абсолютно новые структуры и приборы. Ее отличие от ранее существовавших различных методов вакуумного напыления заключается в высоком уровне контроля условий конденсации атомов или молекул и возможности управлять этим процессом с большой точностью. Вакуум в установках молекулярно-лучевой эпитаксии составляет 10"п-10'!0 мм рт. ст. Успехи технологии твердотельных электронных приборов были связаны в основном с соединениями А 'В . Этот класс полупроводников эффективно применяется для создания быстродействующих высокочастотных приборов. Первыми были синтезированы такие соединения, как GaAs, GaP, Al,.xGaxAs, GaAlxSbi.x Были изготовлены высококачественные СВЧ и оптические приборы, требующие высокой точности изготовления различных слоев.
Таким образом были созданы полупроводниковые лазеры и СВЧ-транзисторы.
При последовательном выращивании слоев GaAs и Gaj.xAlxAs, имеющих практически одинаковые параметры кристаллической решетки, можно вырастить совершенные структуры, содержащие двумерные электроны. В последние годы было обнаружено, что при пониженных температурах роста при монослойном росте полупроводника с параметрами кристаллической решетки, отличающимися от параметров решетки подложки, можно получить на поверхности роста почти одинаковые по размеру островки. Островки осаждаемого полупроводника пирамидальной формы практически не содержат дефектов и представляют собой КТ, В качестве примера можно привести осаждение InAs (параметр решетки а0 = 0,60584 нм) на подложке GaAs (а0 = 0,56533 нм). Такой процесс получил название самоорганизации квантовых точек в процессе роста (рис. 2, а).
Движущей силой образования островков, а не плоского слоя является стремление системы к минимуму энергии. При несовпадении параметров решетки возникают упругие деформации как возникающего островка, так и подложки. Если в процессе роста поверхность остается плоской (пунктир на рис. 2, а), то энергия упругой деформации растет, а энергия поверхности не изменяется. При определенной толщине (обычно несколько монослоев) такая ситуация становится энергетически невыгодной. Минимуму энергии системы будет соответствовать образование трехмерных островков-пирамидок (стрелки на рис. 2, а), в которых основание будет сильно деформировано (для InAs на поверхности GaAs сжато), но деформация будет убывать по мере удаления от подложки к вершине пирамидки. Один слой InAs, называемый смачивающим слоем, отделяет пирамидки от подложки GaAs. Таким образом, движущей силой образования квантовых точек в процессе самоорганизации является уменьшение энергии деформации. Так, если на подложке из арсенида галлия растить слой арсенида индия, параметры решетки которого больше, то возникнут упругие напряжения, приводящие к росту островков (квантовых точек) InAs на поверхности GaAs. Поверхность покрывается пирамидками InAs с размерами в несколько десятков ангстрем. Оказывается более выгодным формирование островков по сравнению с однородно-напряженной поверхностью. Рост пирамид происходит до полного снятия упругого напряжения на вершине пирамиды. Образование согласованно-напряженных островков на поверхности зависит от двух параметров: рассогласования решеток и количества осажденного на поверхность материала. Минимум энергии соответствует образованию одинаковых по размеру и форме островков. Таким способом удается вырастить не только монослой пирамид на поверхности арсе нида галлия, но и последовательные слои (рис. 2, б). При этом вершины пирамид являются зародышами образования пирамид в новом слое [29]. нанокристаллы * Однородная "JS*»!»^ пленка
Смачивающий слой
Подложка GaAs,, і InAs пирамидки
Монослой InAs *
Подложка GaAs
Рис. 2 а) пирамидальные островки InAs образованные в результате трансформации плоских слоев этого полупроводника (пунктир), выращиваемых на подложке GaAs с отличающимися параметрами решетки; б) система связанных вертикально квантовых точек InAs на подложке GaAs [29].
Одним из наиболее распространенных методов получения КТ является метод гетероэпитаксиального роста в режиме Странского-Крастанова: первоначально реализуется послойный (двухмерный) рост материала на подложке с последующим образованием трехмерных островков на покрытой смачивающим слоем осажденного материала подложке [30-32]. Смена характера роста объясняется тем, что с ростом толщины слоя при наличии рассогласования постоянных решеток между осаждаемым материалом и подложкой возникает тенденция уменьшения упругой энергии путем образования наноструктур в виде изолированных островков ("созревание по Оствальду"). С другой стороны, при достижении критических толщин смачивающие слои могут пластически деформироваться с образованием матричных дислокаций, что также приводит к уменьшению энергии упругой деформации. Указанные пути релаксации упругих напряжений смачивающих слоев в термодинамическом подходе часто считаются взаимоисключающими, так как окончательно сформированные КТ представляют собой напряженные бездислокационные островки, когерентно сопряженные с подложкой. Реальная КТ является, по-видимому, результатом сложного явления самоорганизации, включающего как равновесные, так и неравновесные кинетические процессы, и их комбинацию [33].
По мере роста островков в них будет накапливаться упругая энергия из-за решеточного рассогласования между островком и смачивающим слоем. Поэтому дальнейшая релаксация упругих напряжений может происходить путем упругого взаимодействия деформационных полей островков с матричными дислокациями — их захватом и закреплением у основания островков. Таким образом, достаточно медленный процесс созревания по Оствальду в условиях поверхностной диффузии сменяется более интенсивным ростом островков, лимитируемым дислокационной диффузией. Островки, укрупняющиеся по дислокационному механизму диффузии, опережают в своем росте островки, в которых еще не произошла релаксация упругих напряжений, и которые все еще укрупняются путем поверхностной диффузии. Из-за разности в скоростях роста многие из островков, которые еще относились к разряду растущих, очень быстро перейдут в разряд растворяющихся, так как критический радиус гк смещается в сторону более крупных островков, в которых произошла упругая релаксация. Это обстоятельство уменьшает разброс размеров частиц вокруг
13 среднего радиуса, т.е. уменьшает дисперсию, а соответственно делает более узким распределение островков по размерам, что наблюдалось в эксперименте [34-36].
Образовавшиеся в процессе гетероэпитаксии наноструктуры не являются равновесными, и для их описания применяется кинетическое рассмотрение. Как неоднократно подчеркивалось [37-40], наиболее адекватным описанием поздних стадий роста островков является теория оствальдовского созревания. В рамках этой теории [14,16,41] определим функцию распределения островков по размерам. Для упрощения расчетов полагаем, что выделившиеся островки имеют дискообразную форму, в виде шайб постоянной высоты А с различными радиусами г. В стационарных условиях островки будут расти (или растворяться) за счет диффузионного подвода к ним вещества вдоль дислокаций, как дислокационных канавок, образующихся в результате выхода дислокаций на поверхность смачивающего слоя. При этом будем считать, что число дислокационных линий Z, оканчивающихся у основания каждого островка, постоянно и не изменяется со временем. Такой механизм роста (растворения) возможен, если поток вещества j к островку за счет дислокационной диффузии намного больше потока за счет поверхностной диффузии, т. е. выполняется неравенство: D^Zd^)l!mr»Ds2nr(^r, (2) где>У" - коэффициент диффузии вдоль дислокационных канавок, Ds -коэффициент поверхностной диффузии, (dC/dR)Rsr - градиент концентрации атомов осаждаемого материала на границе с островком, Z — число дислокаций, закрепленных у основания островка, d - диаметр дислокационной канавки (d = 2^2qht, b2
14 Скорость роста отдельного островка найдем из условия d(m-2h)/Jt = jum, где поток вещества у задается левой частью неравенства (2), а ип- объем адатома. Следуя [42], находим <*~А r\ (3) где A = ZCaaulD\d)^2qJ7rl{kTh-\a{l)) гк - критический радиус, к - константа
Больцмана, Т - температура, а - удельная поверхностная энергия, 6'«. -равновесная концентрация на границе с островком, / —"экранирующее расстояние" (С(К)^<С>\ц,1г, где 1=2 или /=3). Концентрация адатомов на расстоянии R от центра островка С(Я) = (<С>-С')1п(Я/г)/1п(/) + С, где <С> - средняя концентрация атомов на подложке, С - концентрация вещества на поверхности островка. Уравнение (3) позволяет определить максимальный размер островков rs, до которого они могут дорастать в процессе дислокационного механизма роста. Для этого, согласно [43], должно выполняться условие —(-) =0, из которого получаем: г=Агк1Ъ, (4) где г з drjdt [39]
Другим способом роста является метод газофазной эпитаксии. В этом методе на кристаллическую подложку в специальном реакторе осаждается требуемое вещество, получаемое из газовой фазы в результате химической реакции, В случае осаждения GaAs основную реакцию можно записать в (C//3)3Ga + AsHs -> GaAs і +ЗСЯ4. (5)
Осаждение GaAs проходит при 650 С. Если на GaAs осаждать InAs в количестве нескольких монослоев, то можно также получить поверхность, покрытую пирамидками - квантовыми точками. Причина их образования та же самая, что и при росте с помощью молекулярно-лучевой эпитаксии -уменьшение энергии системы за счет уменьшения энергии упругой деформации. Отметим, что обоими упомянутыми методами получают не только квантовые точки InAs на GaAs подложке, но и другие квантовые точки, например InAs на InP, InP на GaAs, Ge на Si, CdSe на ZnSe, GaN на AlxGa/.xN и т.д. Таким образом, формирование квантовых точек в напряженных гетероэпитаксиальных слоях является общим физическим явлением.
На рис. 3,а представлено изображение, полученное методом просвечивающей электронной микроскопии (ПЭС) высокого разрешения, поперечного сечения (вдоль направления [010]) массива туннельно-связанных в z-направлении ([100]) квантовых точек [44], организованных в плотности подложки в примитивную двумерную решетку (рис. 3, б, ПЭС-микрография, вид сверху) с основными осями вдоль направлений [010] и [100]. Формирование туннельно-связанных островков (например, InAs в матрице GaAs) оказывается возможным благодаря следующему эффекту: частичное заращивание островка (примерно на 1/4-1/2 его полной высоты) приводит к возрастанию упругих напряжений в объеме островка. Появляется термодинамическая тенденция к "всплыванию" напряженного материала из заращенной части в незаращенную и к соответствующему замещению этой части атомами промежуточного слоя GaAs. Многократные осаждения InAs и GaAs приводят к многократному расщеплению напряженного островка, и в результате формируется структура, состоящая из нескольких туннельно-связанных частей (рис. 3, а) [45]. При том же количестве InAs на один цикл осаждения верхние островки имеют несколько больший размер за счет частичного массопереноса/яЛя из нижних частей.
Эффекты, обусловленные объемными и поверхностными напряжениями, могут приводить к образованию упорядоченных массивов упругонапряженных трехмерных островков в полупроводниковых матрицах. Островки обладают малой дисперсией по размерам и форме и упорядочены по всем трем координатам в искусственный трехмерный полупроводниковый кристалл. Уникальные оптические свойства таких образований позволяют качественно улучшить важнейшие параметры полупроводниковых приборов [23].
Рис. 3 (а) Изображение, полученное методом просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ) высокого разрешения в поперечном сечении вдоль направления [010] массива туннельно-связанных в z-направлении ([100]) КТ. Точки получены при трехкратном осаждении слоев InAs средней толщиной 5 А, разделенных циклами осаждения GaAs слоями средней толщиной А (б) ПЭМ-микрография (вид сверху) этой же структуры. Точки InAs организованы в плоскости подложки в примитивную решетку с основными осями вдоль направлений [010] и [100] [23].
17 На рис. 4 представлены изображения массивов КТ выращенных на поверхности GaAs (рис 4,а) и (рис 4,6) полученные методом ПЭМ. Как видно из рисунков, поверхностная плотность точек в случае роста на слое существенно выше, чем в случае осаждения КТ на GaAs.
Рис. 4 Изображения КТ, полученные методом ПЭМ в планарной геометрии для структур с матрицами: а - GaAs, Ь - [46].
Такой эффект увеличения плотности КТ при сохранении постоянного разброса по размерам является желательным и позволяет достичь большего коэффициента усиления на основном состоянии в лазерах на КТ [46].
Основное направление молекулярной электроники с точки зрения приборных приложений - создание молекулярного транзистора. Однако здесь возникает достаточно много вопросов. Во-первых, что будут представлять собой контакты в такой системе и как достигнуть их стабильности? Во-вторых, молекула должна находиться в какой-то среде, свойства которой пока не определены. Тем не менее, существует отработанная технология изготовления наноструктур, таких как квантовые ямы, проволоки и точки. Ввиду размерного ограничения по всем трём направлениям в квантовой точке при двойном селективном легировании [47] могут образовываться примесные состояния молекулярного типа, например, D^ и d\~\ то есть два или три нейтральных донора с общим электроном. Исследование таких молекулярных состояний важно как для электронного транспорта, так и для оптических свойств квазинульмерных структур. В этом случае важными параметрами
18 рассматриваемых систем являются расстояние между примесными атомами и их пространственная конфигурация в квантовой точке. Управляя этими параметрами можно в достаточно широких пределах изменять оптические свойства структур с квантовыми точками и осуществлять передислокацию электронной волновой функции в молекулярной системе.
Цель диссертационной работы заключается в теоретическом изучении особенностей примесного поглощения света в квазинульмерных структурах с примесными молекулярными ионами D{{] и D{{\ связанных с их пространственной конфигурацией в квантовых точках, а так же с процессом фотовозбуждения.
Задачи диссертационной работы
В рамках модели потенциала нулевого радиуса получить аналитическое решение задачи о связанных состояниях электрона в поле двух Z)0 - центров в КТ с параболическим потенциалом конфайнмента.
Исследовать зависимость g - и и - термов от параметров КТ и D0 -центров.
Теоретически исследовать влияние несимметричного расположения молекулярного иона D^ относительно центра КТ на спектр примесного поглощения света в квазинульмерной структуре.
4. Исследовать влияние магнитного поля на интерференционные эффекты в д]'*-системе и рассмотреть возможность ее использования в качестве кубита.
5. Теоретически исследовать процесс фотовозбуждения молекулярного иона D{{\ связанный с оптическими переходами электрона между g - и и-термами.
6. Методом потенциала нулевого радиуса получить аналитическое
19 решение задачи о связанных состояниях электрона в поле трех д -центров в полупроводниковой КТ.
Исследовать влияние фактора пространственной конфигурации о]"' - центра на положение g - и и - термов.
Теоретически исследовать влияние пространственной конфигурации молекулярного иона Z)j-) на спектр примесного поглощения в квазинульмерной структуре.
Научная новизна полученных результатов
1. В рамках модели потенциала нулевого радиуса аналитически получены дисперсионные уравнения электрона локализованного на >2 - центре в КТ с параболическим потенциалом конфайнмента. Исследована зависимость g - и и - термов Z)<~J - состояния от параметров КТ и от расположения молекулярного иона Z)j~> относительно центра КТ. Рассмотрены случаи симметричного и асимметричного расположения DJf't -центра. Показано, что нарушение симметрии в расположении D - центров приводит к эффекту передислокации волновой функции в oj-) -системе. Выявлено существенное влияние амплитуды потенциала конфайнмента КТ на положение g - и и - термов и характер их вырождения.
2. В дипольном приближении проведен расчет коэффициента примесного оптического поглощения квазинульмерной структуры содержащей D^ - центры для асимметричного и симметричного относительно центра КТ расположения оси молекулярного иона )<"> с учетом дисперсии радиуса КТ. Показано, что эффект передислокации электронной волновой функции в /)'"'-системе приводит к сглаживанию пиков интерференционной природы в спектре примесного поглощения света.
3. В рамках модели потенциала нулевого радиуса аналитически получены дисперсионные уравнения электрона локализованного на D$ - центре в КТ с параболическим потенциалом конфайнмента при наличии внешнего магнитного поля. Рассмотрены случаи поперечного и продольного расположения оси >j~' -центра относительно направления магнитного поля. Показано, что в случае поперечного расположения оси DJ"*-центра, магнитное поле приводит к смещению термов и подавлению электронной интерференции в DJ"' - системе, что обусловлено уменьшением степени перекрытия двухцентровой электронной волновой функции.
4. В дипольном приближении получено выражение для коэффициента примесного поглощения, связанного с фотовозбуждением D{{^-центров в квазинульмерной структуре. Показано, что спектр фотовозбуждения представляет собой полосу, граница которой существенно смещается в длинноволновую область спектра с ростом расстояния между D -центрами.
5. В рамках модели потенциала нулевого радиуса найдено аналитическое решение уравнения Липпмана-Швингера для волновой функции электрона, локализованного на of- центре в КТ. Получены дисперсионные уравнения, определяющие симметричное (g - терм) и антисимметричное (и - термы) состояния электрона. Рассмотрены три варианта расположения >]"' -центра в КТ; в виде регулярной цепочки, равнобедренного и равностороннего треугольника соответственно. Показано, что фактор пространственной конфигурации /)j~'-центра оказывает значительное влияние на характер вырождения термов.
6. В дипольном приближении проведен расчет коэффициента примесного оптического поглощения квазинульмерной структуры содержащей >{_)-центры, с учетом дисперсии радиуса КТ. Рассмотрены случаи различного расположения D ~ центров в КТ. Показано, что переход от расположения D - центров в виде равнобедренного треугольника к расположению в виде регулярной цепочки приводит к существенному изменению величины поглощения вблизи порога и модификации формы спектральной кривой.
Основные научные положения, выносимые на защиту
1. В рамках модели потенциала нулевого радиуса в приближении эффективной массы задачи о связанных состояниях электрона, локализованного соответственно на D1^ ~ и Z)j0) - центрах в КТ с параболическим потенциалом конфайнмента, решены аналитически.
2. Электронный оптический переход между g - и и - термами в D^ -системе может быть вызван фотонами со столь малой энергией, что они не способны возбудить изолированный >(-) - Центр.
3. Фактор пространственной конфигурации z>j-)-центра в КТ проявляется в существенном изменении величины примесного поглощения и модификации формы спектральной кривой.
Практическая ценность работы
1. Развитая теория примесного поглощения света в квазинульмерных структурах с Dl{] ~ и /)j_) -центрами дает возможность использовать молекулярные свойства данных структур при разработке фотоприемников с широкой полосой чувствительности.
2. Развитая теория процесса фото возбужден и я в квазинульмерной структуре содержащей ^"'-центры может составить основу для разработки датчиков ИК - излучения.
22 3. Эффект подавления электронной интерференции, связанный с магнитным «вымораживанием» DJ"1 - центра, может быть использован при разработке кубита.
Диссертационная работа состоит из трех глав.
Первая глава диссертации посвящена теоретическому исследованию термов молекулярного иона Dp в полупроводниковой КТ с параболическим потенциалом конфайнмента, а так же исследованию особенностей примесного оптического поглощения в квазинульмерных структурах, содержащих d[~]-центры, с учетом дисперсии радиуса КТ, В рамках модели потенциала нулевого радиуса получены дисперсионные уравнения локализованного на of' - центре электрона, описывающие g - и и - термы, соответствующие симметричному и антисимметричному состояниям электрона. Рассмотрены два варианта расположения Д^"'-центра в КТ: симметричное и асимметричное относительно центра КТ. Исследована зависимость g - и и - термов от параметров КТ и от расположения молекулярного иона d'~j относительно центра КТ. В дипольном приближении получено аналитическое выражение для коэффициента примесного поглощения. Выявлена зависимость спектра примесного поглощения от пространственного расположения Z)j-)-центра и от параметров КТ. Аналитически получены дисперсионные уравнения, описывающие g - и и - термы электрона локализованного на z>j>-центре при наличии внешнего магнитного поля. Рассмотрены случаи продольной и поперечной ориентации оси /)j_) -центра относительно направления внешнего магнитного поля. Выявлено, что под действием магнитного поля наблюдается ослабление электронной интерференции в случае поперечной ориентации оси zjj"'-центра.
Вторая глава диссертации посвящена теоретическому исследованию примесного поглощения при фотовозбуждении молекулярных ионов DJ-' в квазинульмерной структуре. Проведен расчет коэффициента примесного поглощения для случая переходов между термами молекулярных ионов d^K Исследована зависимость спектральной кривой от параметров КТ и расстояния между (0) - центрами. Рассмотрена возможность использования квазинульмерной структуры содержащей о]_) - центры для разработки датчиков ИК-излучения.
Третья глава диссертации посвящена теоретическому изучению влияния фактора пространственной конфигурации молекулярного иона )3(-) в КТ на его термы и спектр примесного поглощения. В рамках модели потенциала нулевого радиуса получены дисперсионные уравнения электрона в поле трех D(0) - центров, описывающие g - и два и - терма, соответствующие симметричному и антисимметричным состояниям электрона, численное исследование полученных уравнений выявило существенную зависимость термов от фактора пространственной конфигурации молекулярного иона d\'K При этом >(0)-центры располагались в вершинах равнобедренного и равностороннего треугольника на равных расстояниях от центра КТ, а так же в виде регулярной цепочки симметрично относительно центра КТ. В дипольном приближении получено аналитическое выражение для коэффициента примесного поглощения в случае расположения D{0)- центров в виде равнобедренного треугольника и регулярной цепочки. Выявлено, что фактор пространственной конфигурации приводит к существенному изменению величины примесного поглощения и формы спектральной кривой.
Термы отрицательного молекулярного иона DJ-)- в квантовой точке с параболическим потенциалом конфайнмента
Первая глава диссертации посвящена теоретическому исследованию термов молекулярного иона Dp в полупроводниковой КТ с параболическим потенциалом конфайнмента, а так же исследованию особенностей примесного оптического поглощения в квазинульмерных структурах, содержащих D[ ]-центры, с учетом дисперсии радиуса КТ, В рамках модели потенциала нулевого радиуса получены дисперсионные уравнения локализованного на of - центре электрона, описывающие g - и и - термы, соответствующие симметричному и антисимметричному состояниям электрона. Рассмотрены два варианта расположения Д " -центра в КТ: симметричное и асимметричное относительно центра КТ. Исследована зависимость g - и и - термов от параметров КТ и от расположения молекулярного иона D J относительно центра КТ. В дипольном приближении получено аналитическое выражение для коэффициента примесного поглощения. Выявлена зависимость спектра примесного поглощения от пространственного расположения Z)j-)-центра и от параметров КТ. Аналитически получены дисперсионные уравнения, описывающие g - и и - термы электрона локализованного на z j -центре при наличии внешнего магнитного поля. Рассмотрены случаи продольной и поперечной ориентации оси /)j_) -центра относительно направления внешнего магнитного поля. Выявлено, что под действием магнитного поля наблюдается ослабление электронной интерференции в случае поперечной ориентации оси zjj" -центра.
Вторая глава диссертации посвящена теоретическому исследованию примесного поглощения при фотовозбуждении молекулярных ионов DJ- в квазинульмерной структуре. Проведен расчет коэффициента примесного поглощения для случая переходов между термами молекулярных ионов D K Исследована зависимость спектральной кривой от параметров КТ и расстояния между (0) - центрами. Рассмотрена возможность использования квазинульмерной структуры содержащей о]_) - центры для разработки датчиков ИК-излучения.
Третья глава диссертации посвящена теоретическому изучению влияния фактора пространственной конфигурации молекулярного иона )3(-) в КТ на его термы и спектр примесного поглощения. В рамках модели потенциала нулевого радиуса получены дисперсионные уравнения электрона в поле трех D(0) - центров, описывающие g - и два и - терма, соответствующие симметричному и антисимметричным состояниям электрона, численное исследование полученных уравнений выявило существенную зависимость термов от фактора пространственной конфигурации молекулярного иона D\ K При этом (0)-центры располагались в вершинах равнобедренного и равностороннего треугольника на равных расстояниях от центра КТ, а так же в виде регулярной цепочки симметрично относительно центра КТ. В дипольном приближении получено аналитическое выражение для коэффициента примесного поглощения в случае расположения D{0)- центров в виде равнобедренного треугольника и регулярной цепочки. Выявлено, что фактор пространственной конфигурации приводит к существенному изменению величины примесного поглощения и формы спектральной кривой.
В последние годы развитие полупроводниковой наноэлектроники имеет устойчивую тенденцию к дальнейшей миниатюризации, где ключевую роль начинают играть молекулярные состояния. Как показывают эксперименты [48], в низкоразмерных системах возможно образование _), а при определенных условиях и Z)j-) - состояний (трионов [49]) Такие состояния, ограниченные потенциалом конфайнмента, открывают новые возможности для изучения корреляционных эффектов в низкоразмерных системах. Известно, что метод потенциала нулевого радиуса [50-54] удовлетворительно описывает, как(-) так и D -состояния. В работах [55,56] в рамках модели потенциала нулевого радиуса прослежена эволюция термов с изменением величины продольного магнитного поля, а также исследованы магнитооптические свойства квантовых проволок (КП) и квантовых ям (КЯ) содержащих Z)j -центры. Поскольку, как показано в работе [55], вид пространственного расположения " -центра в КЯ значительно влияет на энергетический спектр j-) -состояния можно ожидать, что усиление размерного квантования, связанное с переходом «КЯ — КТ» приведет к новым эффектам, связанным с нарушением симметрии в расположении молекулярного иона о относительно центра КТ.
Эффект подавления электронной интерференции в системе при наличии магнитного поля
Квазинульмерная структура, содержащая D -центры как будет показано в данном разделе, может оказаться весьма полезной для квантовой теории информации, которая привлекает в настоящее время повышенный интерес исследователей [59 - 88].
Последующие вычисления проводятся в цилиндрической системе координат с началом О в центре КТ, при этом вектор магнитной индукции В направлен вдоль оси Oz. Для описания одноэлектронных состояний в КТ используется потенциал конфайнмента в виде осцилляторной сферической ямы, который в цилиндрической системе координат представлен выражением:
Видно, что магнитное поле приводит к значительной анизотропии энергии связи. Так в случае поперечного расположения оси примесной молекулы (рис. 17, 19) наблюдается рост энергии связи, тогда как в случае продольного расположения наблюдается уменьшение энергии связи D -состояния (рис. 18,20). Зависимость энергии связи от ориентации оси z -центра обусловлена тем, что в направлении магнитного поля имеет место размерное квантование, а в радиальной плоскости - гибридное квантование. В результате, в случае продольной ориентации оси D - центра, магнитное поле не оказывает существенного влияния на -) -состояния в КТ. Следует отметить, что аналогичная ситуация имеет место в несферических КТ с параболическим потенциалом конфайнмента [А12], где особенность геометрической формы приводит к анизотропии энергии связи (-) -состояния из - за усиления эффекта размерного квантования.
На рис. 21 показана эволюция квадрата модуля волновой функции примесного электрона в зависимости от ориентации магнитного поля относительно оси D\ ] - центра: продольной и поперечной. Из приведенных рисунков видно, что в случае поперечной ориентации исчезает утолщение, связанное с интерференционными эффектами, и система становится одноцентровой. Два состояния, в которых может находиться такая система в магнитном поле, позволяют использовать ее в качестве кубита, при этом показанным на рисунках ситуациям соответствуют булевы состояния 0) и 1). Считывание информации можно проводить оптическими методами, пользуясь различием в спектрах одно - и двуцентровой задачи.
1.В рамках модели потенциала нулевого радиуса аналитически получены дисперсионные уравнения электрона, локализованного на of-центре в КТ с параболическим потенциалом конфайнмента, описывающие g - и и -термы, соответствующие симметричному и антисимметричному состояниям электрона.
2. Исследована зависимость g - и и - термов D - состояния от параметров КТ и от расположения оси молекулярного иона D относительно центра КТ. Рассмотрены случаи симметричного и асимметричного расположения оси 0 -центра. Показано, что нарушение симметрии в расположении D0 -центров приводит к эффекту передислокации волновой функции в " -системе.
3. Теоретически исследовано примесное поглощение света в квазинульмерной структуре содержащей D[ } - центры. Получено аналитическое выражение для коэффициента примесного поглощения в случае симметричного и асимметричного расположения оси z j" - центра в КТ. Установлено, что спектральная зависимость коэффициента примесного поглощения имеет осцилляционный характер с периодом осцилляции определяемым частотой удерживающего потенциала. При этом полосы в спектре окантованы пиками малой амплитуды интерференционной природы, которые исчезают при переходе к асимметричному расположению D0 - центров в КТ, что связано с передислокацией электронной волновой функции к центру КТ.
4. В рамках модели потенциала нулевого радиуса аналитически получены дисперсионные уравнения электрона локализованного на D\ - центре в КТ с параболическим потенциалом конфайнмента при наличии внешнего магнитного поля. Рассмотрены случаи поперечного и продольного расположения оси i)j -центра относительно направления магнитного поля.
5. Установлено, что в случае поперечного расположения оси J_)-центра, магнитное поле приводит к смещению термов и подавлению электронной интерференции в о[ -системе, что обусловлено уменьшением степени перекрытия двухцентровой электронной волновой функции.
Спектральная зависимость коэффициента примесного поглощения, связанного с фотовозбуждением центров
На рис. 22, 23 представлена спектральная зависимость коэффициента примесного поглощения, полученная из (2.2.8) путем численного интегрирования. Как видно спектр фотовозбуждения DJ-) -центра представляет собой полосу, граница которой заметно смещается в длинноволновую область спектра с ростом расстояния между Z)0 -центрами.
На вставке к рис. 23 для качественного сравнения приведен спектр фотовозбуждения нейтральных двухатомных донорных молекул в объемном полупроводнике GaAs, рассчитанный в работе [90]. Из сравнения рисунка на вставке с рис. 22 можно видеть, что наличие квантового размерного эффекта проявляется в существенном сдвиге края полосы в коротковолновую область спектра.
Таким образом, квазинульмерные -)-состояния, при больших расстояниях между D -центрами, сравнимых с эффективным боровским радиусом, могут давать значительный вклад в оптическое поглощение в длинноволновой области спектра.
Фотодетекторы ближнего инфракрасного спектра могут применяться в системах для оптического исследования биологических образцов, оптоволоконной связи, медицинской диагностики и экологического мониторинга. В работе [93] исследовалось инфракрасное внутризонное поглощение на длине волны 8.2 мкм в легированных КЯ на основе GaAs/AlAs. При этом поглощение в максимуме при комнатной температуре достигало величины 1.6-104 см . Наличие магнитного и электрического полей позволяет управлять рабочей частотой ИК - детектора и величиной внутризонного поглощения [94]. В данном разделе мы рассмотрим возможность использования в качестве приемника ИК - излучения квазинульмерной структуры с й[ ] -центрами.
Квазинульмерная структура, содержащая Dl2 ] - центры, как уже отмечалось, примечательна тем, что переходы между g - и и - термами могут быть вызваны фотонами со сколь угодно малой энергией. На рис. 24, 25 представлена зависимость порогового значения энергии фотона от расстояния Ra между о0-центрами для симметричного и асимметричного расположения / -центра в КТ. Как видно в симметричном случае минимальная энергия перехода монотонно убывает при увеличении Ra. Немонотонный ход зависимости в асимметричном случае (рис. 25) связан с соответствующей зависимостью расщепления термов от расстояния Ra. Фотоприемник на основе такой структуры может работать в диапазонах длин волн от 40 мкм и более, т.е. в ИК-диапазоне. Энергия перехода, как это видно из рис. 24, может быть значительно уменьшена за счет увеличения расстояния между D - центрами, т.е. вблизи точки вырождения g - и и -термов.
1. Теоретически исследован процесс фотовозбуждения молекулярного иона D({\ связанный с оптическими переходами электрона из состояния g терма в и - состояния. В дипольном приближении рассчитана спектральная зависимость коэффициента примесного поглощения, связанного с фотовозбуждением д " -центров в квазинульмерной структуре.
2. Установлено, что спектр фотовозбуждения представляет собой полосу, граница которой существенно смещается в длинноволновую область спектра с ростом расстояния между D0 -центрами.
3. Рассмотрена возможность использования квазинульмерной структуры содержащей DJ" -центры в качестве приемника ИК - излучения.
Показано, что переходы между g - и и - термами могут быть вызваны фотонами со сколь угодно малой энергией, так что фотоприемник на основе такой структуры может работать в диапазонах длин волн от 40 и более мкм, т.е. в ИК - диапазоне.
4. Проведено качественное сравнение спектра фото возбуждения D\ ) - центров в квазинульмерной структуре со спектром фотовозбуждения нейтральной двухатомной примесной молекулы в объемном GaAs. Найдено, что наличие размерного квантования приводит к существенной разнице в пороговых значениях энергии ф ото воз бужд ения.
Теоретическое исследование трехатомных примесных молекул проводилось в работе [95], где с помощью метода Гайтлера - Лондона была найдена энергия ионизация трехатомной донорной молекулы, в массивном полупроводнике, атомы которой образуют правильный треугольник. Было показано, что энергия ионизации в этом случае значительно меньше, чем у изолированного донора. Как показано в работах [90, 96], где были проведены вариационные расчеты основных состояний нейтральной 3 и однократно ионизованной 3+ трехатомных донорных молекул, можно ожидать, что при достаточно сильном легировании, когда концентрация трехатомных донорных молекул становится относительно высокой, они будут заметно влиять на оптические свойства и явления переноса в некомпенсированных массивных полупроводниках. Изучение таких состояний в низкоразмерных структурах, и в частности в полупроводниковых квантовых точках, представляет интерес в связи с тем, что заметную роль будет играть пространственная конфигурация примесной молекулы Di и размерное ограничение по трем пространственным направлениям.
В третьей главе диссертации теоретически исследуется влияние фактора пространственной конфигурации молекулярного иона ; в полупроводниковой КТ с параболическим потенциалом конфайнмента, на энергию связи / з - состояния и на спектр примесного оптического поглощения квазинульмерных структур.
Расчет матричного элемента оптического перехода электрона из g -состояния D^ - центра в размерно - квантованные состояния квантовой точки
Рассмотрим процесс фотоионизации 3 - центра связанный с оптическим переходом электрона из g- состояния в состояние квазидискретного спектра КТ. Эффективный гамильтониан взаимодействия с полем световой волны определяется выражением (1.4.4).
С учетом нормировочных постоянных ст и cfD) (индексы а и b обозначают различную пространственную конфигурацию) волновые функции Dl{] - состояния могут быть представлены в виде
В этом случае матричные элементы Л/ Л) определяющие величину силы осциллятора дипольных оптических переходов электрона из g-состояния D; - центра QD,(r, ф, Є;г,, ф,, Є,;г2, ф2, в2; г3, р3, в3) в состояния 4 ,(/-,9,9) дискретного спектра КТ, для поперечной по отношению к плоскости, в которой расположены примесные центры, поляризации еЛз света (вектор поляризации направлен вдоль оси z прямоугольной системы координат) запишутся следующим образом
При этом оптические переходы, как и в случае центров, оказываются возможными лишь в состояния КТ с магнитным числом т = 0 и нечетным значением орбитального числа/ = 2іц+1.
Спектральная зависимость коэффициента примесного поглощения На рис. 36-41 представлены спектральная зависимость коэффициента примесного поглощения с учетом различной пространственной конфигурации D0 - центров в КТ. Следует отметить, что уменьшение расстояния между D0 -центрами должно приводить к усилению интерференционных эффектов. Это видно из рис. 35, где представлена зависимость квадрата модуля волновой функции DJ" - состояния от расстояния между D0 - центрами. На рис. 38 наблюдается практически полное исчезновение интерференционных пиков при увеличении расстояния между D0 - центрами (ср. кривые 1,2). Исчезновение интерференции наблюдается и при переходе к пространственной конфигурации в виде регулярной цепочки, что связано с влиянием фиксированного в центре КТ D0 - центра. Так же, вследствие уменьшения радиуса локализованного состояния, наблюдается уменьшение силы осциллятора оптического перехода по сравнению с расположением д -центров в вершинах равнобедренного треугольника, (ср. рис. 36 - 38 и рис. 39 - 41). Таким образом, переход от расположения D0 - центров в виде равнобедренного треугольника к расположению в виде регулярной цепочки приводит к существенному изменению величины поглощения вблизи порога и модификации формы спектральной кривой. При расстояниях между Z)0 -центрами значительно меньших эффективного боровского радиуса квазинульмерные j-)- состояния могут давать значительный вклад в оптическое поглощение в коротковолновой области спектра.
1. В рамках модели потенциала нулевого радиуса получены дисперсионные уравнения, описывающие g — и и - термы, соответствующие симметричному и двум антисимметричным состояниям электрона, локализованного на z?j0J - центре в КТ с параболическим потенциалом конфайнмента.
2. Исследована зависимость положения термов D\ ] центра в КТ от радиальной координаты z - центров, параметров КТ и пространственного расположения примесной молекулы в КТ. Показано, что фактор пространственной конфигурации оказывает существенное влияние на энергию связи.
3. Получено аналитическое выражение для коэффициента примесного поглощения с учетом дисперсии радиуса КТ, в случае расположения D0 - центров в вершинах равнобедренного треугольника и в виде регулярной цепочки.
4. Исследована спектральная зависимость коэффициента примесного поглощения. Установлено, что переход от расположения D0 - центров в вершинах равнобедренного треугольника к расположению в виде регулярной цепочки приводит к существенному изменению величины поглощения вблизи порога и модификации формы спектральной кривой.
