WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 5 Локализованные состояния в соединении Hg3In2Te6 Cr © П.Н. Горлей, О.Г. Грушка, В.М. Фрасуняк Черновицкий национальный университет, 58012 Черновцы, Украина (Получена 14 мая 2001 г. Принята к печати 23 октября 2001 г.) Исследовано влияние легирования хромом на энергетический спектр плотности состояний N(E) в запрещенной зоне полупроводникового соединения Hg3In2Te6. Несмотря на то, что примесь хрома не оказывает существенного влияния на электрические свойства и положение уровня Ферми, однако увеличивает ширину зонных хвостов и плотность состояний внутри запрещенной зоны Eg. Из сопоставления данных по эффекту поля и спектрального поглощения в области энергий фотонов h, меньших Eg, установлен монотонный характер распределения плотности состояний, которая быстро увеличивается вблизи краев зон валентной и проводимости. Полученные спектры обсуждаются в предположении, что с ростом содержания хрома увеличиваются структурное разупорядочение и случайный потенциал, приводящий к повышению N(E).

Показано, что локализованные состояния определяют длину экранирования, обусловливают фиксацию уровня Ферми вблизи середины запрещенной зоны и компенсацию зарядов ионов примеси.

Интерес к исследованию полупроводникового соеди- Предлагаемая работа посвящена исследованию каченения Hg3In2Te6 обусловлен следующими причинами. ственных изменений в спектре локализованных состояВо-первых, Hg3In2Te6 является перспективным матери- ний Hg3In2Te6, вызванных примесью хрома.

Полупроводник Hg4In2Te6 является технологичным алом для создания приборов электронной техники [1], и, во-вторых, по своим кристаллохимическим и физи- материалом благодаря конгруэнтному характеру плавления и сравнительно узкой области гомогенности, что ческим свойствам этот материал имеет ряд особенноблагоприятствует выращиванию из расплава по методу стей, не характерных для традиционных полупроводБриджмена–Стокбаргера слитков с достаточно однородников типа AIV, AIIBVI, AIIIBV. Основным отличием ным по длине составом основных компонентов. В то является присутствие в структуре Hg3In2Te6 типа сфаже время встраивание лигатуры в матрицу кристалла лерита высокой концентрации ( 1021 см-3) электронейносит индивидуальный характер в зависимости от типа тральных стехиометрических вакансий (СВ), которые примеси.

обусловливают электрическую неактивность введенных Примесь хрома в концентрации 5 · 1019 см-3 вводипримесей и высокую стойкость параметров кристаллов лась в шихту Hg3In2Te6 перед синтезом. Образцы для к воздействию ионизирующих излучений. Как показано исследований приготавливались из различных частей в [2], от атомов теллура в сторону СВ направлены выращенного слитка, разрезанного на шайбы. Из данsp3-гибридные облака, представляющие собой химиченых электрических измерений следует, что слиток, за ски инертные неподеленные пары электронов с антиисключением хвостовой части, по концентрации носипараллельными спинами, что определяет „химическую“ телей заряда ( 1013 см-3) и холловской подвижности инертность как объема, так и поверхности кристаллов со (250-300 см2/(В · с) при 300 K) практически не отличаСВ. Особенностью связей на поверхности объясняется ется от нелегированного кристалла. При исследовании наблюдаемая в работе [3] высокая эффективность коротмагнитной восприимчивости (МВ) вклада носителей заковолновой фотопроводимости прямозонных кристаллов ряда в МВ не обнаружено, поэтому независимую от темHg3In2Te6 далеко от края фундаментального поглощепературы величину МВ нелегированного кристалла приния. Фотодиоды [4], созданные на основе Hg3In2Te6, нимали равной решеточной МВ (L = -2.75·10-7 см3/г).

имеют почти 100%-ю квантовую эффективность вследПримесная магнитная восприимчивость парамагнитных ствие отсутствия рекомбинационных потерь на границе ионов Cr в диамагнитной матрице определялась с погетероперехода. Отличительной особеностью Hg3In2Te6 мощью выражения Cr = - L, где — измеренная является также и то, что уровень Ферми, расположенМВ. Полученное распределение Cr при 77 K вдоль ный вблизи середины запрещенной зоны (Eg = 0.74 эВ слитка приведено на рис. 1, где указаны номера образпри 300 K), не сдвигается сколько-нибудь значительно цов, использованных в исследованиях. Температурные при введении примесей. Это обеспечивает Hg3In2Te6 зависимости восприимчивости Cr для образцов 1–биполярную проводимость, подобную собственному поиз начальной и средней частей слитка подчиняются лупроводнику в широкой области температур.

закону Кюри Cr = C/T, где C = NCrµ2/3k (NCr — Продолжение исследования поведения 3d-примесей концентрация примесных ионов, µ — их магнитный в Hg3In2Te6, начатое в [5], позволяет надеяться на момент, k — постоянная Больцмана). При превышении более глубокое понимание процессов самокомпенсации некоторой концентрации хрома наблюдается отклонение примесей в полупроводниках со специфическими де- от закона Кюри. Для образцов 7 и 8 из конца слитка фектами собственной природы — стехиометрическими в области температур 120-300 K МВ описывается завакансиями. коном Кюри–Вейса Cr = C/(T - ) с положительным 534 П.Н. Горлей, О.Г. Грушка, В.М. Фрасуняк пропускания, превышающим 10%. Снижение прозрачности является следствием повышения плотности состояний дефектов в запрещенной зоне Hg3In2Te6. Причиной возникновения таких состояний могут быть возмущения, вносимые ионами хрома в решетку тетраэдрического соединения. При этом следует учесть, что ионы Cr+2 и Cr+3 склонны к октаэдрическому типу связей. В области обширного поглощения, простирающегося до низких значений h = 0.062 эВ, участвуют два типа оптических переходов: между локализованными состояниями с плотностью N(E) и делокализованными состояниями зоны проводимости с плотностью N(E + h) и переходы из делокализованных состояний валентной зоны на локализованные состояния с соответствующими плотностями.

Соответственно коэффициент поглощения является суммой двух компонент = 1 + 2. ВHg3In2Te6 с уровнем Рис. 1. Распределение примесной парамагнитной восприимчивости при 77 K (1 ) и концентрации N ионов Cr+2 (2 ) вдоль Ферми, расположенным вблизи середины запрещенной слитка Hg3In2Te6. На оси длины L указаны номера образцов, зоны, вклады обоих типов переходов в коэффициент вырезанных из слитка.

поглощения сравнимы, т. е. 1 2.

Плотность локализованных состояний определяли отдельно для 1 и 2, используя приближение [8] -значением, а при T < 120 K зависимости Cr = f (T ) (h) =(A/h) N(E) f (E)N(E + h)[1 - f (E + h)]dE, стремятся к началу координат. Из характера зависимости парамагнитной восприимчивости Cr от длины (1) слитка (рис. 1) следует, что примесь в процессе кригде (h) — коэффициент поглощения при энергии сталлизации оттесняется в расплав в соответствии с фотонов h, N(E) — плотность начальных состояний с эффективным коэффициентом распределения, меньшим уровнем энергии E, N(E + h) — плотность конечных единицы. В результате наибольшее содержание хрома состояний, f (E) — функция Ферми.

оказалось в образцах 7 и 8. Известно [6,7], что хром Пользуясь литературными данными [9] для коэффицисоздает в полупроводниках больше зарядовых состояний ента A = 4 · 10-38 см5 · эВ2 и условием параболичности (до четырех), чем другие примеси переходных атомов.

зон валентной и проводимости, интегрирование провоНе исключено, что и в нашем случае примесь хрома модили по всем парам начальных и конечных состояний, жет находиться более, чем в одном состоянии. Однако, разделенных энергией h.

чтобы оценить концентрацию Cr в образцах NCr (рис. 1), Полученные распределения суммарной плотности сопредполагали, что в области выполнения закона Кюри стояний N(E), представленные на рис. 3 сплошными хром находится в зарядовом состоянии Cr+2.

линиями, для всех образцов похожи. При удалении от Из исследований собственного поглощения установсередины запрещенной зоны вначале незначительное лено, что легирование хромом приводит к уменьшению крутизны и соответствующему смещению края поглощения в область более низких энергий. При энергии фотонов h

Нелегированные кристаллы Hg3In2Te6 в области прозрачности 2-20 мкм (0.62-0.062 эВ) характеризуются коэффициентом пропускания 58-62% и отсутствием как структуры поглощения, так и поглощения, обусловленного свободными носителями. Как видно из рис. 2, присутствие в образцах примеси Cr приводит к снижению прозрачности, коррелирующему с уровенем легироваРис. 2. Спектры пропускания T образцов Hg3In2Te6 нелегирония. При этом электрические параметры остаются от- ванного (0) и легированных хромом. Нумерация образцов от носительно неизменными в образцах с коэффициентом до 8 соответствует увеличению концентрации хрома.

Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Локализованные состояния в соединении Hg3In2Te6 Cr самокомпенсацию и закрепляет уровень Ферми вблизи середины запрещенной зоны.

Для получения дополнительной информации о плотности локализованных состояний исследовали эффект поля, который дает сведения о полной плотности состояний, независимо от зарядового состояния.

Все образцы подвергались идентичной механической и химической обработке, позволяющей получать безрельефные повехности с низкой плотностью поверхностных электронных состояний. Темновая квазиповерхностная проводимость измерялась по методике [12] при комнатной температуре в зависимости от величины поперечного электрического поля, прикладываемого к образцу через тонкую (10–20 мкм) слюдяную пластинку.

Поперечное поле вызывает изгиб зон и смещение локальных уровней в приповерхностной области относительно уровня Ферми, вследствие чего изменение заполнения локализованных состояний влияет на величину квазиповерхностной проводимости.

Полученные изменения квазиповерхностной проводимости G от индуцированного заряда ±Q являются типичными для собственного полупроводника с хорошо выраженным минимумом вблизи Q = 0, разделяющим электронную и дырочную ветви. При этом положение Рис. 3. Энергетические спектры плотности локализованных минимума относительно оси абсцисс (Q) не зависит от состояний образцов Hg3In2Te6 без примеси (0) и с возраслегирования, однако с увеличением содержания примеси тающей концентрацией примеси хрома от (1) до (6). Отсчет хрома величина G уменьшается, достигая для образэнергии ведется от дна зоны проводимости.

цов 7 и 8 значений, сравнимых с ошибкой измерений.

Данные по квазиповерхностной проводимости аппроксимировали теоретической зависимостью [13] увеличение плотности состояний N(E) при приближе G L b = F(-Ys) + F(Ys ), (2) нии к краям зоны резко возрастает. С ростом уровG0 d 1 + b 1 + b ня легирования спектры N(E) перемещаются вверх в Ys соответствии с дополнительно созданной плотностью e-Y - состояний. Как видно из рис. 3, примесь Cr равномерF(Ys ) = dY, Y но увеличивает плотность состояний по всей запрещенной зоне. Отсутствие структуры в энергетических где G0 — поверхностная проводимость в отсутствие спектрах свидетельствует о квазинепрерывном характепоперечного поля, Y = V (x)/kT — приведенный потенре распределения плотности состояний. Такие спектры циал, Ys = Vs/kT (Vs — потенциал на поверхности), принято описывать с позиции теории неупорядоченных L — длина экранирования, d — толщина образца, систем [10], согласно которой появление локальных b — отношение подвижностей электронов и дырок.

уровней возможно при наличии флуктуаций потенциала, Выражение (2) получено в предположении экспоненсоздаваемых микровключениями из заряженных центров [11]. Имеющая место в нелегированном Hg3In2Te6 циального убывания электростатического потенциала V с расстоянием x от поверхности в глубь полупроводника модуляция энергетических зон, обусловленная присутV (x) =Vs exp(-x/L) [13]. В этом случае для конечных ствием структурных дефектов собственной природы, значений плотности состояний на уровне Ферми N(EF) усиливается за счет дефектов примесной природы, что величина заряда, приходящегося на единицу площади, образует дополнительный потенциал.

имеет вид Полученные данные показывают наличие в запрещенdV 0kTYs ной зоне двух систем плотности состояний, которым Q = 0 =, (3) соответствуют непрерывные спектры уровней дефектов dx L x=двух видов, различающихся своим зарядовым состоягде — относительная диэлектрическая проницаемость, нием (донорная и акцепторная). На рис. 3 точками 0 — электрическая постоянная, а длина экранирования показано разделение распределения N(E) на две комвыражается формулой поненты. Такое представление согласуется с моделью Коэна–Фрицше–Овшинского [12], в которой перекрытие L =. (4) таких двух систем плотности состояний обеспечивает eN(EF) Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 536 П.Н. Горлей, О.Г. Грушка, В.М. Фрасуняк opt FE [9] Л.А. Балагуров, Э.М. Омельяновский, Т.Н. Пинскер. ФТП, Nsam NF, см-3 · эВ-1 NF, см-3 · эВ-1 L, см 19, 48 (1985).

0 2.1 · 1015 8.6 · 1014 1.1 · 10-4 [10] В.Л. Бонч-Бруевич, И.П. Звягин, Р. Кайнер. Электронная 1 9.4 · 1015 2.5 · 1015 6.4 · 10-теория неупорядоченных полупроводников (М., Наука, 2 2.8 · 1016 7.4 · 1015 3.7 · 10-1981).

4 6.5 · 1016 1.7 · 1016 2.4 · 10-5 [11] E.Rosencher, R. Coppard. J. Appl. Phys., 55, 971 (1984).

6 1.2 · 1017 3.1 · 1016 1.8 · 10-5 [12] А. Меден, М. Шо. Физика и применение аморфных полупроводников (М., Мир, 1991).

[13] Н. Мотт, Э. Дэвис. Электронные процессы в некристаллических веществах (М., Мир, 1982) т. 1.

Используя экспериментальные данные G/G0 и Q, Редактор Л.В. Беляков по формулам (2) и (3) определяли значения поверхностного потенциала Ys и длины экранирования L, а по формуле (4) — плотность состояний на уровне Ферми Localized states in Hg3In2Te6 Cr f N(EF). Полученные значения L и NFe по эффекту поля compound приведены в таблице, из которой следует, что с ростом P.M. Gorley, O.G. Grushka, V.M. Frasunyak уровня легирования в образцах под номерами от до 6 длина экранирования убывает и соответственно Chernovtsy National University, увеличивается плотность состояний на уровне Ферми.

58012 Chernovtsy, Ukraine Следовательно, локализованные состояния определяют длину экранирования и квазиповерхностную проводи

Abstract

Pages:     || 2 |



© 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.