Механізм зворотних фото індукованих змін

2.3. Механізм зворотних фото індукованих змін

Відомо, що відпалені шари Аs-S(Sе), що піддаються впливу інтенсивного випромінювання з енергією hν≥Е_g , характеризуються зміщенням краю пропускання в довгохвильову область. Було доведено, що максимальне значення фотоіндукованих змін фізикo-хімічних параметрів може частково, релаксувати при засвічуванні меншої інтенсивності, тобто можна отримати позитивний запис. Аналогічно, позитивний запис спостерігається в шарах хадькогенідів отриманих при підвищених температурах випаровування. Уявлення про механізм стимулюючого впливу освітлення на процеси термічної релаксації фотоіндукованих змін фізико-хімічних параметрів і відновлення світлом меншої інтенсивності вихідних властивостей шарів, на яких раніше, сталися фотоіндуковані зміни, при незмінній температурі разом з розглянутими результатами дослідження структурного розупорядкування вихідного скла, що спостерігається при відхиленнях від стехіометричного складу (мал.10), а також визначальний вплив умов напилення на вихідну світлочутливість шарів (мал.11) дозволили звести всі спостережувані ефекти оптичного запису (негатив, позитив, стирання світлом і температурою) до єдиних змін оптичних параметрів світлочутливого шару халькогеніду в режимі запис-стирання.

Діаграма такого реверсивного циклу для Аs-Sе заданої товщини зображена на мал.12. Ділянка кривої 1-2-3-5 відображає температурну залежність оптичного пропускання свіжоприготовленого шару, отриманого при температурі випаровування Т_вип.=88О К.

Як видно з мал.12, прогрівання такого шару вище 400 К без освітлення призводить до його просвітлення. Ділянка кривої 11-7-6-5-4 визначає максимально досяжну величину фотоіндукованих змін фізико-хімічних параметрів при кожній даній температурі експонованого шару. Вона умовно поділяє всі можливі стани на два типи: А і В. Станам А, тобто таким, що находяться нижче ділянки кривої 11-7-6-5-4, властиве фотопросвітлення. Воно визначається різницею початкового пропускання і відповідного йому значення при даній температурі на кривій ( наприклад, 2-6, 3-5, 8-6). Навпаки, станам В, тобто таким, що знаходяться над кривою 11-7-6-5-4, властиве фотопотемніння, яке визначається так само, як і фотопросвітлення (наприклад, 1-11, 10-7, 9-7). Зазначимо, що нахил ділянки кривої 11-7-6-5-4, положення діаграми стосовно величини пропускання можуть дещо змінюватися при зміні інтенсивності освітлення.

Це узгоджується з уже встановленими фактами, що записуючому випромінюванню меншої інтенсивності відповідає більш низький контраст запису і, як наслідок, стирання певною мірою записаного сигналу світлом меншої інтенсивності, ніж та, при якій він був записаний. У будь-якому випадку, ділянка 11-7-6-5-4 є "характеристичною" кривою оптичного запису для певного складу і товщини шару скла.

Початковий стан шару визначається температурою випаровування. У міру її підвищення в свіжоприготовленому шарі при кімнатній температурі має місце перехід від негативного до позитивного оптичного запису. На діаграмі цьому відповідає зміщення вниз пунктирної кривої 1’-3’ В точці перетину з кривою 11-7-6-5-4 шар не чутливий до випромінювання даної інтенсивності при температурі Т_п. Далі характер і величина утворюваного контрасту або стирання його визначається температурою, при якій проводиться експеримент, і інтенсивністю освітлення. Як бачимо на мал.12, можлива реалізація багатократних циклів запису-стирання світлом без помітного погіршення оптичних параметрів шару (цикл 7-8-6-9-7 і йому подібні).

З розглянутої діаграми випливає, що еквівалентні стани реєструючого шару халькогеніду можна отримати в умовах повільного випаровування і негативного оптичного запису або форсованого випаровування і позитивного оптичного запису, що вказує на спільний механізм зворотних фотоіндукованих змін оптичних констант у халькогенідах [5,6]. Однак, слід зазначити, що в системі Аs-S необхідно бути обережним при отриманні реверсивних позитивних шарів. Позитивні шари, які при відпалі можуть перетворитися в негативні на основі Аs-S, мають місце в дуже вузькому температурному інтервалі. Отримані позитивні шари при вищих температурах мають тільки необоротну компоненту, обумовлену при відпалі кристалізацією. Дослідження комбінаційного розсіювання світла в таких зразках показали, що відпалені засвічені і незасвічені плівки характеризуються структурою, досить близькою до структури об'ємного скла, за винятком деякого підвищеного (≈2ат.%) порівняно з стехіометричним вмістом миш’яку. В частотному діапазоні валентних і деформаційних коливань 100-500 см^-1 спектри комбінаційного розсіювання світла засвічених і незасвічених шарів майже ідентичні. Різниця простежується лише в низькочастотній області спектра, де для неекспонованого шару характерне більш різке зростання низькочастотної континуальності. Природа непружного розсіювання світла в халькогенідних склах в області 5-60 см^-1 залишається і зараз дискусійною. Згідно з одними моделями низькочастотні властивості спектрів КРС можуть бути описані за участю як електронного розупорядкування, що виявляється в просторовій флуктуації фотопружних постійних, так і механічного, що пов'язується з просторовою флуктуацією тензора напруг. Допускається, що просторові флуктуації всіх величин мають однакову кореляційну протяжність 2J_О, поскільки вони є результатом механічного розупорядкування. На практиці для оцінки зони структурної кореляції часто користуються положенням так званого "бозонного" піка. В цій низькочастотній області інтенсивність КРС задається виразом

I(ν) = constν²exp(νJ_О/v),

де ν - частота, v - швидкість звукових хвиль. Згідно з експериментальними результатами, "бозонний" пік, що спостерігається у відпалених неекспонованих плівках при частоті 21см^-1, в результаті засвічування зсувається в бік більших частот і "замивається". На основі моделей низькочастотного розсіювання неможливо пояснити зменшенням зони структурної кореляції, тобто фактично частковим розупорядкуванням структури скла при фотоіндукованих змінах або при відпалі, а зменшення частоти максимуму "бозонного" піка при відхиленні від стехіометрії - упорядкуванням структури. Відповідно, збільшення частоти "бозонного" піка некоректно пов'язувати з деяким структурним розупорядкуванням. Крім того, необхідно зазначити, що положення "бозонного" піка може змінюватися також за рахунок фотоіндукованої зміни швидкості поширення звуку.

Таким чином, на основі експериментальних результатів можна з достовірністю констатувати; що зворотні фотоіндуковані зміни оптичних констант безпосередньо пов'язані з процесами локалізації носіїв на рівнях захоплення при фотоіндукованих змінах і досить точно можуть бути описані співвідношенням:

Δ α/ α = (AMβFτ /Q_M)ּ{1-exp[-tῩּQ_M]} _,

де А - поперечний переріз захоплення кванта світла фотоіндукованим центром; М - концентрація пасток, що захоплюють носії заряду, β - квантовий вихід, α -коефіцієнт поглинання. F - інтенсивність лазерного випромінювання, τ - час життя носіїв заряду, що захоплюються на локальні центри, Q_M - ефективна густина станів в зоні, приведена до рівня пасток М , Ῡ- усереднений коефіцієнт захоплення, t - час (мал.13). Захоплення носіїв заряду призводить до деякого електричного впорядкування, що виявляється в зменшенні просторової флуктуації випадкового потенціалу.

Якщо температура, за якої відбуваються фотоіндуковані зміни фізико-хімічних параметрів, рівна або більша за температуру відновлення вихідних властивостей шарів, то відповідна складова оптичної пам'яті тут носитиме динамічний характер, тобто обумовлюватиме додаткове відносно постійної зміни оптичних констант при наявності збудження з енергією кванта порядку

ширини забороненої зони.

Стани локалізації, відповідальні за реверсивну оптичну пам'ять (участь центрів 0.4, 0.6-0.8 еВ для Аs-Sе і 0.66, 0.8 еВ для Аs-S у незворотній складовій мала), пов'язані з наявністю дефектів типу атомів з порушеною координацією. Локалізація носіїв на дефектних центрах може спричиняти деяке часткове впорядкування. Свідченням цього можуть бути дані зміщення частоти "бозонного" піка при засвічуванні. Мабуть, частота "бозонного" піка характеризує взаємодію шароподібних кластерів і пов'язана з віддаленістю їх один від одного. Захоплення носіїв на дефектні центри при засвічуванні упорядковує структуру в тому розумінні, що шароподібні кластери укладаються щільніше. В такому випадку зрозуміло і збільшення частоти "бозонного" піка, яке рівнозначне зменшенню міжкластерної відстані.

Поскільки у відпалених плівках халькогенідів не спостерігаються значні структурні зміни при лазерному опроміненні (про це свідчать результати дослідження ядерного квадрупольного резонансу), то при поясненні експериментальних результатів фотоіндукованих змін властивостей використовуватимемо електронний механізм фотоіндукованих змін. Згідно з цим механізмом фотоіндуковані зміни обумовлюються процесами локалізації носіїв на дефектних рівнях, що знаходяться в забороненій зоні. Такі стани локалізації носіїв заряду мають місце як в тонких шарах, так і монолітних зразках халькогенідів і пов'язані із "заморожуванням" при охолодженні розплаву координаційних дефектів типу D⁺, D^-. При освітленні халькогеніду світлом з області краю фундаментального поглинання генеруються вільні носії. Частина із них рекомбінує, частина локалізується на відповідних центрах і залишається там доти, поки їх термічна енергія не стане достатньою для подолання бар'єру і переходу у відповідну зону. Локалізація носіїв на дефектних центрах може викликати деяке часткове впорядкування структури скла. Свідченням цього можуть бути дані досліджень низькочастотної області спектра комбінаційного розсіювання світла. Для пояснення даного ефекту можна взяти модель, засновану на флуктуаціях потенціалу. Флуктуації потенціалу можуть виникати як за рахунок локальних змін густини і складу, що спричинює пружні флуктуації забороненої зони (несиметричні флуктуації), так і в зв'язку з флуктуаціями густини електронних зарядів, тобто "ізоелектричнi" (симетричні) флуктуації. Флуктуації густини і складу, як свідчать результати вимірювання малокутового рентгенівського розсіювання і дані фотоемісійних досліджень при фотоіндукованих змінах, малі і навряд чи можуть призвести до спостережуваного зсуву краю пропускання та його експоненціальної залежності від енергії фотонів. Крім того, симетричні флуктуації можуть бути змодельовані за допомогою заряджених центрів типу D⁺, D^- і т.д.

Останні, можливо, "заморожуються" при температурах, нижчих за температуру склування, і набувають характеру потенціальних флуктуацій, подібно до зображеного на мал.14.

В процесі оптичної генерації вільці носії надалі локалізуються в "ямах" флуктуацій густини станів зони. Припинення освітленості не викликає значне зменшення концентрації захоплених носіїв, оскільки, з одного боку, вони просторово розділені, і ймовірність рекомбінації дуже мала; з іншого боку,-делокалізація не відбувається у зв'язку із значним енергетичним бар'єром (за підрахунками, порядку 0.7-0.8еВ для стекол на основі селеніду миш'яку), що відділяє їх від відповідних зон.

У результаті одержуємо, що локалізація носіїв у певних місцях флуктуаційних потенціалів призводить ніби до згладжування рельєфу таких флуктуацій, дещо зменшує ефективну оптичну зону (на мал.14 це помічено пунктиром). Прогрівання експонованого зразка до температур стирання обумовлює делокалізацію захоплених носіїв заряду. Останні, маючи достатню для подолання бартеру енергію, переходять в зони і потім рекомбінують по одному із можливих каналів. Далі, після стирання оптичного запису, відповідний електростатичний рельєф знову заморожується, обумовлюючи збільшення енергії оптичних міжзонних переходів.

Виходячи з викладеного, можна константувати, що при підсвічуванні відпаленого шару локалізація носіїв в екстремумах флуктуаційного електростатичного потенціалу, що обумовлює існування рівнів у забороненій зоні, викликає експериментальне спостереження змін оптичних і фотоелектричних властивостей. Структурні зміни, наприклад, перемикання або обрив зв'язків, у реверсивних циклах, мабуть, не відбуваються, про що свідчать експериментальні дані по КРС. Можливо, деяке локальне упорядкування структурної сітки поблизу дефектів з локалізованими на них носіями заряду проявляється слабою зміною довжин і кутів валентних зв'язків.

На мал.14 зображено розподіл густини локалізованих станів у забороненій зоні халькогеніду. Розглянемо їх участь в елекгронно-діркових процесах при вимірюванні фотопровідності, дрейфу нерівноважних носіїв, індукованого поглинання і характер впливу на них засвічування. Вважатимемо, що в температурному інтервалі вимірювань провідність здійснюється дірками по делокалізованих станах, тобто нижче Е_v. .Значення активаційної енергії темнової провідності визначає енергетичну відстань Е₂ станів, локалізованих поблизу Е_f відносно Е_v. При цьому не виключається участь інших, більш мілких рівнів Е₁<Е_f, як це має місце в стеклах Аs₂S₃. Фотопровідність досліджених хальхогенідів носить активаційний характер з енергією Е_ф≈ 0.З еВ. Вона пов'язна з характеристичною глибиною локалізованого на краю валентної зони "хвоста" густини станів. У забороненій зоні бінарних халькогенідів типу Аs-S і сполук на їх основі є стани, розміщені на 0.4, 0.6 і 0,7-0,8 еВ від стелі валентної зони. Наявність таких рівнів підтверджується дослідженням термостимульованих струмів, дрейфової рухливості. Засвічування шару халькогеніду при Т_кімн. згідно з даною моделлю призводить до локалізації носіїв заряду на глибоких рівнях з Е₁=0.7-0,8 еВ. У такому випадку це повинно відобразитися в експериментах, які "зондують" ці рівні.

Зміну ступеня заповнення рівнів виявлено при дослідженні форми імпульсу перехідного струму, зокрема його післяпрольотної (t>t_пр.) частини, безпосередньо пов'язаної з взаємодією дрейфуючого пакета з глибокими рівнями. Стани, що обумовлюють компоненту з Т_стир. = 220 К, проявляються в експериментах за термостимульованим спорожненням пасток (Е_t=0.4 еВ), попередньо заповнених в умовах збудження, аналогічних реалізації оптичного запису.

В результаті засвічування шарів халькогеніду зменшується енергетичний інтервал ∆Е_v(∆Е_c), заповнений cтанами, локалізованими в "хвостах" зон. Підтвердженням цьому є зменшення "оптичної" забороненої зони, а також активаційної енергії фотопровідності і глибини залягання рівня на ∆Е_v. Розглядувані рівні є центрами захоплення дірок, поскільки в експериментах по дрейфу спостерігається сигнал перехідного струму лише при плюсевій (позитивній) полярності верхнього електрода.

Таким чином, можна вважати, що ініціюючим механізмом процесу, фотоіндукованих зворотних змін властивостей халькогенідних склоподібних напівпровідників є локалізація носіїв заряду на дефектних центрах відповідної глибини залягання.

РОЗДІЛ 3

КОНЦЕНТРАЦІЙНІ ЗАЛЕЖНОСТІ ОПТИЧНИХ ВЛАСТИВОСТЕЙ МОДИФІКОВАНИХ СТРУКТУР ТИПУ <Ge₄₀S₆₀ :X> (X-Te,Bi,Pb)

Відомо, що введення елементів, хімічно відмінних від атомів матриці, змінює фізичні властивості халькогенідних склоподібних напівпровідників (ХСН). Ця зміна спостерігається як при введені домішок в розплав під час синтезу скла, так і при сумісному напилені ХСН і хімічного елементу. Завдяки цьому активно розвивається новий підхід до керування властивостями напівпровідників, що базується на формуванні в напівпровідниковій матриці нанорозмірних атомних утворень, в склад яких можуть входити атоми введених домішок, атоми власних компонентів, а також власні точкові дефекти матриці скла Такі новоутворення викликають зміну енергетичного стану в забороненій зоні при збереженні незмінним фазового стану основної речовини. Тому пошук модифікуючих елементів для створення неоднорідних структур на основі склоподібних халькогенідів, здатних помітно впливати на властивості досліджуваних структур, є актуальною задачею. Викладемо результати досліджень оптичних властивостей градієнтних плівок на основі матриці Ge₄₀S₆₀ з Те, Bi, Pb і їх зміну зі зміною концентрації модифікатора. Вимірювання виконані в інтервалі концентрацій хімічних елементів 0 ÷15 ат.%.

Методика експерименту. Для одержання градієнтних плівок на основі склоподібних Ge₄₀S₆₀ з різними модифікаторами використовувався метод термічного випаровування у вакуумі (3⋅10^-5 Тор) [8]. Формування градієнтної структури проводилось шляхом одночасного випаровування матричного складу в стаціонарному режимі і хімічного елементу-модифікатора. Динаміка числа атомів модифікатора при дії неоднорідного джерела атомного потоку забезпечувала його прогнозований розподіл по товщині осадженої плівки. Контроль хімічного і кількісного складу одержаних градієнтних плівок проводився методом масспектрометрії пост-іонізованих нейтральних частинок [9].

Одержані градієнтні структури <Ge₄₀S₆₀ :X> (Х-Bi, Pb, Te) є аморфними, мають високу механічну і хімічну стабільність тільки для обмеженої концентрації елементів-модифікаторів. Обмеженість концентрації елемента-модифікатора в склоподібній матриці Ge₄₀S₆₀ пояснюється як особливостями мікронеоднорідної структури, здатністю до можливого відхилення складу від стехіометрії Ge₄₀S₆₀, так і високою спорідненістю та енергетичною вигідністю реакції взаємодії модифікатора і халькогена. До певної концентрації введений модифікатор тільки впроваджується в матрицю Ge₄₀S₆₀, насичуючи свої валентні зв’язки. Модифікатор взаємодіє, в основному, з дефектами структури шару, утворюючи різні її фрагменти. В залежності від типу вихідного матеріалу, відбувається формування аморфної структури, що впливає на оптичні параметри. При надлишковому вмісті модифікатора відбувається утворення нових структурних одиниць, що сприяє кристалізації шару [9]. Дослідження краю власного поглинання проводили в спектральному діапазоні 0,33 ÷ 1,10 мкм на спектрофотометрі СФ-46 [10]. Коефіцієнт поглинання визначався по величині коефіцієнтів відбивання і пропускання з урахуванням багаторазового відбивання в шарі:

де d – товщина зразка, T – коефіцієнт пропускання, R₁, R₂, R₃ – коефіцієнти відбиванн відповідно підкладка-повітря, плівка-повітря, підкладка-плівка, n₁ – показник заломлення скла, n₂ – показник заломлення матеріалу.

Еліпсометричні дослідження завжди пов’язані з розв’язуванням прямої або оберненої задач еліпсометрії. У прямій задачі еліпсометрії розраховуються вимірювані еліпсометричні кути для обраної моделі структури з відомими оптичними властивостями та геометричними розмірами. Обернена задача використовує виміряні за допомогою еліпсометра кути ∆ та Ψ для знаходження невідомих оптичних параметрів системи, що досліджуються. Оскільки рівняння для прямої задачі є нелінійними і трансцендентними, в більшості випадків не можна аналітичним шляхом одержати обернені рівняння. Розв’язання основного рівняння еліпсометрії проводиться чисельними методами за допомогою комп’ютера. Багатокутові еліпсометричні вимірювання здійснювалися за нульовою методикою на базі еліпсометра ЛЭФ-3М-1 з робочою довжиною хвилі λ = 632,8 нм у діапазоні кутів падіння світла ϕ = 45-80° [9].

На мал.14 представлений край власного поглинання структур на основі склоподібного Ge₄₀S₆₀ з різними модифікаторами [11]. Для досліджуваних структур спостерігається нелінійна концентраційна залежність, що супроводжується зменшенням ширини оптичної щілини зі збільшенням вмісту модифікатора, яка пояснюється зміною хімічного складу. При дослідженні плівок з вмістом концентрації більше гранично допустимої (для Pb>10 ат.%, Bi>15 ат.%, Те>30 ат.%) спостерігався сильно затягнутий край поглинання та мале пропускання, що говорить про велику кількість домішкових центрів і можливість релеєвського розсіювання світла.

По мірі збагачення шарів модифікатором (Bi, Pb,Те), край поглинання зміщується в довгохвильову область спектру, зменшується різкість наростання поглинання градієнтної плівки з енергією падаючого світла, що характеризує збільшення степені розупорядкування одержаної структури. В таблиці 1 представлені значення ширини оптичної щілини в залежності від типу модифікатора. Видно, що при однаковій концентрації модифікатора найбільша зміна ширини оптичної щілини відносно матриці Ge₄₀S₄₀ відбувається при введені вісмуту, а найменша при введені свинцю (мал.15).

ВИСНОВОК

В даній курсовій роботі оглянуто основну літературу на тему “Оптичні властивості некристалічних напівпровідникових халькогенідів”.

Було зазначено, що за рахунок цікавих оптичних властивостей набули широкого практичного використання. Вони використовуються в пристроях для запису та обробки інформації. При взаємодії світла з ХСН у ньому відбуваються фотостимульовані перетворення, які приводять до зміни показника заломлення та показника поглинання, тобто ХСН регіструє інформацію, яку несе світловий промінь. Ця інформація може зберігатися на протязі довгого проміжку часу (10-12 років). Процес стирання інформації відбувається при нагріванні ХСН до температури розм'якшення, після чого його можна застосовувати для запису нової інформації. Щільність запису оптичної інформації може досягати 10¹⁰ біт на 10x10 см², або при голографічному записі- 10⁸-10⁵ біт на см³. Для підвищення чутливості регіструючих середовищ використовують композиції ХСН-термопластик, або як їх називають, фототермопластичні носії (ФТПН) інформації, які являють собою композицію з провідного електрода нанесеного на лавсанову підкладку, шарів ХСН і термопластика. ХСН використовують як фотоматеріал для обробки інформації і інше. Цілком зрозуміло, шо найперспективнішими матеріалами в цій прикладній області є композиції, в яких ступінь змін при дії зовнішніх чиників (квантів електромагнітного і корпускулярного випромінювання, електричного і мчгнітних полів, температурних полів і ін.) є максимальною. ХСН використовуються в фотокопіювальних установках - ксерографії, відкриття ефекту перемикання сприяло використанню аморфних матеріалів у обчислюваній техніці. Сприяє більш широкому використанню аморфних напівпровідників створення гібридних структур, аморфні кристалічні гетеропереходи. Гібридні переходи характеризуються меншою, порівняно з кристалічною, щільністю дислокацій, що забезпечує майже ідеальну вольтамперну характеристику.

СПИСОК ВИКОРИСТАНОЇ ЛІТЕРАТУРИ

1.Несеребряные фотографические процессы /Под ред. А.Л. Картужанского . - Л.: Химия, 1984. С. 376.

2.Микаэлян А.Н., Палагушкин А.Н., Прокопенко С.А. // Доклады РАН. 2002.№ 5. С. 621.

3.Andrei Andriesh, Valeriu Bivol, Okan Ersoy et al. // SPIE Proceeding V. 5581.P. 531–545.

4. Свойства светочувствительных материалов и их применение в голографии / Отв. ред. В.А. Барачевский. Л.: Наука, 1987. С. 100–105.

5.Семак Д.Г., В.М. Різак. Фізика нерівноважних явищ у напівпровідниках (Спецпрактикум).- Ужгород: Вид-во Ужгородського державного університету, 1998. - 183 с.

6.Борец А.Н., Химинец В.В., Туряница И.Д., Кикинеши А.А., Семак Д.Г. Сложные стеклообразные халькогениды. - Львов: Вища школа, 1987.

7. Мотт Н.,Дэвис Э. Электронные процессы в некристаллических веществах: В 2-ох томах. - М.: Мир, 1982.

8.Н.В. Юркович, А.В. Лада, В.Ю. Лоя, И.М. Миголинец, С.С. Крафчик, О.И. Пагулич. Особенности получения неоднородных структур Ge₂S₃+Al (Bi, Pb, Te) заданным распределением компонент // Сборник докладов 14-го Международного симпозиума «Тонкие пленки в оптике и электронике», Харьков, ННЦ ХФТИ, сс. 138-139 (2002).

9.Н.В. Юркович. Моделювання та фізичні властивості модифікованих структур на основі склоподібних халькогенідів германію. Автореферат дис. канд. фіз.-мат. н., Ужгород, 16 с (2004).

10.Н.В. Юркович, І.Й. Росола, І.М. Миголинець, А.В. Лада. Вплив концентрації модифікатора на край власного поглинання структур змінного складу Ge₂S₃ +Bi (Pb, Te) // Фізика і хімія твердого тіла. 2(4),

сс. 669-672 (2001).

11.И.Й. Росола. Дисперсия показателя преломления в стеклах As₂S₃-GeS₂ // УФЖ, 27(9), сс. 1410-1411 (1982).

12.S.H. Wemple. Refractive-index behaviour of amorphous semiconductors and glasses // Phys.Rev.B. 7(8), рр. 3767-3777 (1973).

13.M.R. Tubbs. A spectroscopic interpretation of crystalline iсonicity // Phys.Stat.Sol., 41(1), рр. K61-K64 (1970).

14.Н.В. Юркович, І.М. Миголинець, В.Р. Романюк, А.В. Лада, В.Ю. Лоя. Оптичні властивості неоднорідних модифікованих структур на основі склоподібного Ge₂S₃ // ІХ Міжнародна конференція “Фізика і технологія тонких плівок”, Івано-Франківськ, 2, С.133 (2003).