WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. 4 Активационная проводимость и переход металл–диэлектрик в примесной зоне легированных кристаллов узкощелевого p-Hg1-xCdxTe © В.В. Богобоящий, С.Г. Гасан-заде, Г.А. Шепельский Кременчугский государственный политехнический институт, 315024 Кременчуг, Украина Институт физики полупроводников Национальной академии наук Украины, 252650 Киев, Украина (Получена 8 февраля 1999 г. Принята к печати 22 октября 1999 г.) Переход металл-диэлектрик и прыжковая проводимость исследованы в легированных медью кристаллах узкощелевого полупроводника p-Hg1-xCdxTe в широком диапазоне температур, составов x и концентраций примеси. Показано, что в отличие от широкозонных полупроводников характерный размер волновой функции мелкого акцептора, ответственный за прыжковый механизм проводимости, определяется эффективной массой тяжелой, а не легкой дырки. Установлено наличие низкотемпературной 2-проводимости по делокализованным состояниям положительно заряженных акцепторов вблизи перехода металл–диэлектрик.

Введение делается вывод об уменьшении эффективного радиуса акцепторного состояния по мере роста NA.

Возможная причина указанных выше противоречий Низкотемпературная активационная проводимость по заключается в том, что InSb является, по-видимому, не примесной зоне к настоящему времени исследована в совсем удачным объектом для такого рода исследований, целом ряде полупроводников и диэлектриков. Этой пропоскольку в данном контексте он занимает промежуточблеме посвящено несколько монографий [1–3]. Однако ную позицию между узкощелевыми и широкозонными некоторые важные вопросы до сих пор остаются не полупроводниками. В этом можно убедиться следующим выясненными. В частности, не совсем понятна природа образом.

2-проводимости. Другой важный вопрос касается харакДействительно, переход металл–диэлектрик в некомтерного размера волновой функции мелкого акцептора пенсированных полупроводниках p-типа представляет в случае вырождения валентной зоны. Как известно, в собой разновидность перехода Мотта. Он происходит в полупроводниках с кубической кристаллической струкмомент смыкания примесных зон — аналогов нижней турой валентная зона вырождена в точке k = 0 и и верхней зон Хаббарда, образованных соответственсостоит из подзон легких и тяжелых дырок, которые но состояниями нейтральных акцепторов и акцепторов, характеризуются эффективными массами mlh и mhh созаряженных положительно в результате присоединения ответственно. В результате зависимость волновой функизбыточной дырки [1]. Точка перехода определяется ции мелкого акцептора от расстояния r до его центра отношением интеграла перекрытия волновых функций довольно сложная. Согласно современным представлесоседних акцепторов и энергии отталкивания дырок, лониям, при mlh/mhh 1 изменение амплитуды волновой кализованных на родном центре (энергия Хаббарда U).

функции связанного состояния непосредственно вблизи Концентрация акцепторов в точке перехода удовлетворяакцептора определяется главным образом массой тяжеет критерию Мотта [1]:

лой дырки mhh. Характерным размером здесь является величина ah = / 2mhhEA (EA — энергия акцепторN1/2a 0.25. (1) ного уровня) [4]. Напротив, на больших расстояниях Интеграл перекрытия (r ah) асимптотика волновой функции существенно зависит от mlh, а характерный размер увеличивается до 2 e2 r r al = / 2mlhEA [2]. Поэтому было бы естественным J = exp - (2) 3 a a a считать, что именно эта величина определяет вероятность перескока дырки между состояниями примесей [2].

(здесь — диэлектрическая проницаемость, a = Действительно, в работе [5] на примере легированного (2mEA)1/2 — для простой зоны с эффективной масгаллием p-Ge показано, что в широком диапазоне консой m), вычисленный для водородоподобного центра центраций акцепторов NA = 7.5 · 1014-1017 см-3 радиус как функция межпримесного расстояния [2], имеет макакцепторного состояния, определяющий вероятность песимум при r = a. При этом легко убедиться, что рескока носителей тока, постоянен и близок к величине отношение J/EA в максимуме не зависит от a.

al. Однако имеются данные и другого характера. В рабо- В случае же полупроводника с вырожденной валентте [6] на основании анализа результатов исследования ной зоной ситуация иная. Здесь энергия ионизации одпроводимости сильно компенсированного p-InSb [7,8] нозарядного акцептора определяется главным образом 412 В.В. Богобоящий, С.Г. Гасан-заде, Г.А. Шепельский массой тяжелой дырки [4], причем EA = e2/(3ah) в энергией активации (участки 2- и 3-проводимости) пределе mlh/mhh 0. В то же время при r ah не наблюдаются вовсе, проводимость с переменной интеграл перекрытия J с точностью до числового мно- энергией активации (проводимость по Мотту [15]) жителя порядка 12 описывается выражением (2), если сменяет зонную 1 проводимость при необычно высоких положить в нем a = al. Поэтому при r ah отношение температурах T 20-25 K [13]. Наличие активаJ/EA мало и в максимуме своей величины достигает ционной примесной проводимости при столь высоких приблизительно лишь 0.7ah/al (или 0.7 mlh/mhh). значениях NA противоречит концепции об определяющем С другой стороны, без учета кулоновского взаимодей- значении al при переходе к металлической проводимости ствия заряженных примесей ширина примесной зоны B по примесной зоне. Действительно, для кристаллов определяется исключительно величиной интеграла пере- p-Hg1-xCdxTe с x 0.2 можно получить значение крытия J [1]. При этом, как будет показано далее, в точке al 2 · 10-6 см. Тогда проводимость по акцепторной перехода Мотта B =(2/3)EA, а отношение J/B 0.22, зоне должна быть металлической уже при концентрациях так что J/EA 1/7. Следовательно, для того чтобы пе- вакансий около 2 · 1015 см-3. Противоречия могут быть рекрытие ассимптотических хвостов волновых функций устранены, если предположить, что в узкощелевом могло вызвать переход Мотта, необходимо выполнение Hg1-xCdxTe переход металл–диэлектрик в акцепторной условия: 0.7 mlh/mhh > 1/7, т. е. mlh/mhh > 0.04.

зоне определяется преимущественно радиусом В p-Ge, где mlh = 0.042m0 и mhh = 0.379m0 [9], локализации тяжелой дырки ah. В самом деле, поскольку отношение mlh/mhh > 0.11, поэтому он ведет себя как ah 2 нм, переход Мотта в этом случае соответствовал типично широкозонный полупроводник, и в нем a = al.

бы NA 1018 см-3. Нелегированный p-Hg1-xCdxTe, В узкощелевых полупроводниках, например Hg1-xCdxTe, таким образом, является не вполне удобным объектом где mlh/mhh 1, перекрытие хвостов волновых функций для определения параметров связанного состояния связанных дырок мало, а зоны Хаббарда узкие. В резуль- дырки. Более подходящими для этих целей могут тате они смыкаются только при сближении примесей на оказаться легированные кристаллы, в которых, как расстояния, сравнимые с радиусом локализации тяжелой будет показано далее, проводимость по акцепторным дырки ah. В InSb отношение mlh/mhh имеет промежуточ- состояниям имеет постоянную энергию активации.

ное значение 0.04-0.08 [10–12], и по этой причине a В данной работе были выполнены специальные исслезависит от среднего расстояния между акцепторами.

дования проводимости легированных медью некомпенИсходя из приведенных выше аргументов можно засированных кристаллов Hg1-xCdxTe в широком диапаключить, что очень перспективным материалом для исзоне температур, составов x и концентраций примеси.

следования общих закономерностей прыжковой провоМедь выбиралась в качестве основной примеси по ряду димости в полупроводниках с вырожденной валентной причин. Во-первых, она создает в запрещенной зоне зоной может оказаться Hg1-xCdxTe. Ширина запрещенHg1-xCdxTe всего один мелкий акцепторный уровень, ной зоны этого полупроводника и эффективная масса который хорошо описывается методом эффективной маслегкой дырки сильно зависят от его состава x, в то время сы. Последнее позволяет исключить особенности, свякак mhh остается практически постоянной. В результате занные с многозарядностью дефекта. Во-вторых, медь отношение mlh/mhh может достигать очень малых зналегко, контролируемо и в больших количествах вводится чений (при x = 0.2 оно близко к 10-2). Варьируя x, в кристаллы Hg1-xCdxTe путем диффузии при сравниможно, таким образом, в широких пределах изменять тельно невысоких температурах (T < 300C [16], что величину mlh, практически не изменяя при этом mhh. Это особенно важно, так как позволяет избежать генерации должно обеспечить возможность надежного разграничевакансий Hg.

ния вкладов легких и тяжелых дырок в проводимость по примесной зоне. Еще одним преимуществом Hg1-xCdxTe Методы изготовления образцов является то, что активационная проводимость в этом материале наблюдается при очень высоких концентрациях и измерений акцепторов, намного превышающих 10-17 см-3 [13,14].

Поэтому с хорошей точностью реализуется условие сла- Измерялась удельная электрическая проводимость бой компенсации, что позволяет не учитывать уширение кристаллов с составами x = 0.19-0.30. Концентрация акцепторной зоны из-за влияния заряженных примесных меди варьировалась в пределах от 1016 до 1018 см-3.

центров. Ширина запрещенной зоны при T = 0 изменялась Однако перечисленные выше преимущества приблизительно от 0.038 эВ для x = 0.19 и до 0.225 эВ Hg1-xCdxTe до настоящего времени не были реа- для x = 0.30, а радиус локализации al — от 38 до лизованы, поскольку исследования низкотемпературной 11.5 нм соответственно. В то же время величина ah проводимости выполнялись лишь на кристаллах с изменялась незначительно в силу независимости mhh от собственными дефектами акцепторного типа — вакан- x [17]. Это позволило идентифицировать ветвь валентсиями ртути VHg. Низкотемпературная проводимость ной зоны, определяющую радиус состояния a в критерии таких кристаллов имеет дополнительную специфику. Мотта (1), путем измерения зависимости критической Участки прыжковой проводимости с постоянной концентрации акцепторов от состава кристаллов.

Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. Активационная проводимость и переход металл–диэлектрик в примесной зоне легированных... Для исследования отбирались однородные по составу x пластины Hg1-xCdxTe, полученные методом вертикальной направленной кристаллизации из стехиометрических расплавов. Пластины подвергались гомогенизирующему отжигу при 550C в течение недели в насыщенных парах Hg с целью снижения концентрации вакансий и улучшения структуры. После этого температура отжига поэтапно снижалась до 250C. В результате все пластины имели n-тип проводимости с концентрацией электронов n =(1-2) · 1014 см-3 при 77 K. Плотность дислокаций в таком материале не превышала 3 · 105 см-2. Суммарная концентрация фоновый примесей оценивалась величиной около 2·1015 см-3. Состав пластин определялся с точностью не хуже x = 0.001 молярной доли. Прямоугольные образцы размером около 0.10.31.2cм3 вырезались из центральной части пластины. После травления образцов в растворе Br2 в HBr на их поверхность напылялась в вакууме медь в количестве от 1015 до 1017 см-2. Затем образцы отжигались в атмосфере насыщенных паров Hg при 200C в течение 3 сут., что позволяло получить Рис. 1. Температурные зависимости удельного сопротивления однородно легированные кристаллы [16]. В итоге было легированных кристаллов p-Hg1-xCdxTe (x = 0.21) с NA, получено пять серий образцов практически идентичного см-3: 1 —2.2·1016, 2 —3.2·1016, 3 —6.7·1016, 4 —1.4 · 1017, (в пределах каждой серии) состава, содержащих раз- 5 —3.5 · 1017, 6 —6.5 · 1017, 7 —2.0 · 1018.

личное количество меди (1016-1018 см-3) и практически одинаковое количество доноров ND 1015 см-3. Количество вакансий ртути в таких кристаллах было ничтожно При NA > 6 · 1016 см-3 картина изменяется. Точка малым.

перехода к другому механизму проводимости быстро Для устранения поверхностных эффектов образцы смещается в область высоких температур, так что при непосредственно перед измерениями обрабатывались в NCu > 1.4 · 1017 см-3 она лежит выше 50 K. Температуррастворе Br2 в HBr и промывались в очищенной воде.

ный участок 1-проводимости резко сокращается и стаУдельное сопротивление измерялось в диапазоне темпеновится слабо выраженным, а при NA > (2-3)·1017 см-ратур от 4.2 до 125 K. В некоторых случаях температура практически исчезает. Энергия активации проводимости измерений достигала 2.5 K. Концентрация Cu в образцах по примесной зоне с ростом NA уменьшается и при определялась в ходе отдельных измерений коэффициента NA = 3.8 · 1017 см-3 обращается в 0 (переход МотХолла в магнитном поле до 3 Тл при 77 K.

та). Если предполагать вклады различных механизмов проводимости аддитивными и разделить их в области смешанной электропроводности, то можно показать, что Экспериментальные результаты в исследованной области температур и концентраций Cu и их обсуждение энергия активации проводимости по примесной зоне не зависит от температуры. Особенно хорошо это видно Результаты измерений для нескольких образцов из на примере образцов с промежуточной концентрацией серии с составом x = 0.210 ± 0.002, содержащих разное примеси NA (1-2) · 1017 см-3 (рис. 1).

количество примеси, показаны на рис. 1. Общий вид Таким образом, низкотемпературная проводимость по полученных зависимостей (T ) и тенденции их изме- примесной зоне легированного p-Hg0.8Cd0.2Te качественнения с ростом NA характерны для слабо компенси- но отличается от проводимости специально не легиророванных полупроводников. При сравнительно слабом ванных кристаллов с вакансиями ртути [13,14]. Следовалегировании (NA < 6 · 1016 см-3) хорошо различаются тельно, отсутствие участков 2- и 3-проводимости являкак участки 1-проводимости по валентной зоне, так ется специфической особенностью последних. Очевидная и участки примесной проводимости по акцепторым со- причина такого различия в том, что вакансия ртути стояниям. Температура, при которой происходит смена в отличие от примесного атома Cu — двухзарядный механизма переноса заряда, почти не зависит от NA в акцептор. В результате уровни Cu и VHg в различной этом диапазоне концентраций и равна 7–8 K. Энергия степени подвержены влиянию флуктуаций состава. В активации примесной проводимости здесь увеличивается самом деле, согласно [18], флуктуации состава твердого с ростом NA, тогда как на участке 1-проводимости раствора вызывают уширение полосы акцепторных совеличина EA падает. стояний, которое описывается расщепленным гауссовым Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. 414 В.В. Богобоящий, С.Г. Гасан-заде, Г.А. Шепельский распределением с дисперсией:

Pages:     || 2 | 3 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.