WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. 5 Об электронных фазовых переходах металл-диэлектрик в полупроводниках © М.И. Даунов¶, И.К. Камилов, С.Ф. Габибов Институт физики Дагестанского научного центра Российской академии наук, 367003 Махачкала, Россия (Получена 28 апреля 2005 г. Принята к печати 7 октября 2005 г.) Обсуждаются недостаточно исследованные аспекты проблемы электронных фазовых переходов металл-диэлектрик в полупроводниках: влияние гибридизации резонансных квазилокализованных примесных состояний с состояниями зонного континуума на этот переход; влияние всестороннего давления на характер перехода; особенности превращения металл-диэлектрик в слабо легированных узкозонных и широкозонных полупроводниках в системе водородоподобных примесей в области промежуточного легирования; андерсоновская локализация в сильно легированных полупроводниках. Определены минимальные металлические проводимости в p-CdSnAs2 Cu при переходах Мотта и Андерсона. Приведены фазовые диаграммы.

PACS: 64.70.Kb, 71.30.+h 1. Введение тическая концентрация, aB — эффективный боровский радиус, K — коэффициент компенсации).

Одной из актуальных задач физики твердого тела является теоретическое и экспериментальное исследо2. Результаты и их обсуждение вание поведения вещества в окрестности фазового перехода металл–диэлектрик. Однако важныe аспекты про2.1. Вопрос о влиянии гибридизации локализованблемы, обсуждаемыe далее, при теоретическом анализе ных резонансных состояний с состояниями зонного остаются не выясненными до настоящего времени из-за континуума на характер перехода металл-диэлектрик отсутствия малого параметра в области промежуточного особенно выпукло был обозначен при изучении беслегирования, где как раз и происходит превращение, нащелевых полупроводников [1]. С целью эксперименличия беспорядка различной природы в реальных объектального исследования этого аспекта проблемы более тах и сложности процесса, определяемого комплексным удобными объектами являются квазибесщелевые полувоздействием целого ряда факторов. В частности, как проводники CdSnAs2 Cu [7–9], InAs [10], InSb Cr [11], отмечено в [1], совершенно не изучена безусловно интеGe Au,Sb [12], у которых на хвосте плотности состоресная проблема гибридизации резонансных примесных яний зоны проводимости расположена глубокая акцепсостояний с делокализованными состояниями зонного торная зона. При определенном уровне легирования и континуума. Неоднозначно и непоследовательно трактукомпенсации при атмосферном давлении уровень Ферется механизм фазового перехода металл-диэлектрик ми попадает в область делокализованных состояний.

в полупроводниках в промежуточной области легироДелокализация дырок акцепторной зоны обусловлена вания водородоподобными примесями [2–6] (см. далее).

гибридизацией состояний резонансной акцепторной зоТребуют уточнения и экспериментального исследования ны с состояниями зоны проводимости — резонанснокритерий андерсоновской локализации в сильно легибридизационная версия перехода Мотта [13]. С возгированных полупроводниках, концепция минимальной растанием всестороннего давления P зона проводимости металлической проводимости, характер влияния эффекудаляется от акцепторной зоны со скоростью, равной тивного внешнего воздействия всестороннего давления приблизительно барическому коэффициенту ширины зана переход металл-диэлектрик. Очевидно, значение прещенной зоны, и электроны перетекают из зоны экспериментального исследования, анализ и обобщение проводимости в акцепторную зону. По мере разведения полученных результатов с учетом достижений теории зон наблюдается одновременная локализация электроявляются определяющими.

нов зоны проводимости в ямах крупномасштабного Данная работа посвящена обсуждению отмеченных флуктуационного потенциала (андерсоновская локализавыше аспектов проблемы электронных фазовых перехоция) и дырок акцепторной зоны на примесных центрах дов металл-диэлектрик в полупроводниках, не связан(резонансно-гибридизационная версия перехода Мотта).

ных с изменением симметрии кристаллической решетки, На рис. 1, 2 приведены барические зависимости некои формированию целостной картины превращения в ситорых характеристических параметров носителей заряда стеме водородоподобных примесей в концентрационном электронов зоны проводимости и дырок акцепторной зо1/интервале от Ni = NC до Ni · aB 1 и 0 < K < ны для образца 14D-1 p-CdSnAs2 Cu с концентрациями (Ni — концентрация основных примесей, NC — криизбыточных акцепторов 1.6 · 1015 см-3, глубоких акцеп¶ E-mail: a.mollaev@mail.ru торных центров NA = 3.1 · 1016 см-3 и коэффициентом Об электронных фазовых переходах металл-диэлектрик в полупроводниках Постоянные параметры T0e и T0A в пределе P стремятся к нулевой величине, т. е. наблюдается переход диэлектрик-металл (рис. 1, 2). Переход этот обусловлен в системе электронов зоны проводимости увеличением их концентрации и соответственно перемещением уровня Ферми выше уровня протекания, а в системе акцепторов наложением их состояний на зонный континуум и гибридизацией состояний — резонансногибридизационная версия перехода Мотта [13].

При T0e,A 0 вблизи нормального давления, т. е. на границе перехода диэлектрик-металл, экстраполяцией из температурного интервала (2-5) K к нулевой температуре определены минимальные металлические проводимости и эффективные подвижности электронов зоны проводимости e = 4.3 · 10-3 Ом-1 · см-1 (концентрация электронов n = 1013 см-3), µe = 2750 см2 · В-1 · с-1 и Рис. 1. Барические зависимости подвижности электронов µe дырок акцепторной зоны A = 6.1 · 10-2 Ом-1 · см-(1) и дырок акцепторной зоны µA (2), параметров прыжковой (концентрация дырок p = 2.5 · 1015 см-3), µA = проводимости с переменным шагом электронов T0e (3) и = 155 см2В-1с-1. Отметим, что столь малые дырок акцепторной зоны T0A (4) при 4.2 K в образце 14D-величины e и A обусловлены тем, что уровень p-CdSnAs2 Cu.

Ферми находится не в середине, а вблизи краев зоны проводимости и акцепторной зоны [5]. Согласно (1), очевидно, при T0e,A > 0 и T 0 электропроводности e 0 и A 0. Таким образом, при температуре абсолютного нуля в момент пересечения уровня Ферми с границей делокализованной области электропроводимости e и A скачком обращаются в нуль.

На рис. 2 приведены графики зависимости нормализованных радиуса состояния дырки на акцепторе (M) /aB и пороговой концентрации акцепторов NA /NA в образце p-CdSnAs2 Cu от давления и соответственно от эффективной подвижности дырок акцепторной зоны.

Величина µA характеризует степень локализации дырок акцепторной зоны и с ростом давления от 10-4 ГПа („металл“) до бесконечно большой величины („диэлектрик“) убывает от 150 до 3.5см2/В · с. Видно, что (M) пороговая концентрация акцепторов NA при убывании от = к = aB — при возрастании давления и убывании плотности состояний зоны проводимости в Рис. 2. Зависимости нормализованных радиуса локализации /aB ( при P 0 и aB при P ) —кривая 1 окрестности уровня примесного центра — увеличива(M) (M) (M) (M) и пороговой концентрации NA /NA (NA NA при P 0 и ется от NA = NA до NA NA. Оценки проведены по (A) NA NA при P ) —кривая 2, параметра T0A (T0A формулам при P 0) —кривая 3 от холловской подвижности дырок H T0 3/акцепторной зоны в образце 14D-1 p-CdSnAs2 Cu. ln 4, (2) 0 T 0.(M) NA =, (3) (M) aB NA - NA компенсации K = 0.999, рассчитанных по температурным, полевым и барическим зависимостям удельного приведенным в [14], с использованием данных о магнисопротивления, коэффициента Холла и поперечного тосопротивлении H/0 в слабых полях в области прыжмагнитосопротивления [7–9,13]. Было установлено, что ковой проводимости с переменной длиной прыжка [8].

от 2 K вплоть до 40 K температурные зависимости 2.2. Всестороннее давление, вследствие сокращения эффективных подвижностей электронов зоны проводирасстояния между примесными центрами и соответмости (µe) и дырок акцепторной зоны (µA) описываются ственно возрастания их концентрации Ni — объемномоттовским законом концентрационный эффект [15], способствует „металлизации“ полупроводников. Однако увеличение Ni не µe,A exp{-(T0e,A/T )1/4}. (1) превосходит 2-3% на 1 ГПа. В полупроводниках с Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. 538 М.И. Даунов, И.К. Камилов, С.Ф. Габибов положительным барическим коэффициентом ширины за- из приближения NM = Nhd. По мнению авторов [4], прещенной зоны dEg/dP > 0 с ростом давления зна- критикующих подходы, развиваемые в [3], „невозможно чительно сильнее изменяется эффективный боровский представить себе механизм расщепления мелких доноррадиус, причем в широкозонных полупроводниках глав- ных уровней в примесную зону заметной ширины, а ным образом из-за убывания диэлектрической проница- тем более слияние этой зоны с зоной проводимости“.

емости (P), а в узкозонных полупроводниках n-типа При этом игнорируются эффекты классического и „естев основном вследствие возрастания эффективной массы ственного“ уширения уровня и экранирования потенциэлектронов.

ала примесного центра делокализованными носителями Этот эффект особенно сильно проявляется в алмазо- заряда, возникшими до перехода в состояния сильного подобных прямозонных с кейновским законом дисперсии легирования.

узкозонных полупроводниках n-типа III-V InSb, InAs и II-IV-V2 CdSnAs2, CdGeAs2. В этих полупроводниках с учетом полученной экспериментально барической зависимости диэлектрической проницаемости [16] aB = aB0 [(1 +(dg/dP)P/g0)(1 + P/g0)]-1. (4) Здесь g — ширина запрещенной зоны, = 0.025 эВ/ГПа, значок „0“ соответствует атмосферному давлению. Согласно (2), в n-InSb, например, при увеличении давления до 1 ГПа aB убывает в 1.9, Ni возрастает в 7 раз, энергия основного состояния донора возрастает более чем в 2 раза.

Таким образом, имеет место выраженная тенденция к локализации электронов, т. е. наблюдается эффект барического „вымораживания“ электронов на доноры (аналог эффекта магнитного „вымораживания“), как, например, в ZnO [17], и, очевидно, в окрестности перехода может реализоваться фазовое превращение.

2.3. Из экспериментальных данных [2,6,14,18–20] следует, что переход от активационной проводимости к металлической (переход Мотта) происходит в широкозонных полупроводниках при концентрации водородоподобных примесей NM 0.02 · a-3. При этом в широB козонных полупроводниках Ge [6,14,20], GaAs [2,18,19] и др. возникает промежуточная область концентраций 0.02 < NM · a-3 0.5, которую по причине делокалиB зации электронов нельзя отнести к области слабого легирования и в которой концентрация примесей меньше критической величины Nhd, когда примесная зона сливается с собственной зоной, образуя единую зону распространяющихся состояний. В концентрационном интервале NM < Ni < Nhd экстремум на температурной зависимости коэффициента Холла еще наблюдается (энергия 1 > 0), тогда как при более низких температурах электропроводность от температуры уже не зависит (энергия 3 = 0) (рис. 3). В частности, в GaAs [2,18,19] переход от прыжковой проводимости по примесям к металлической проводимости происходит при NM =(0.016 ± 0.037) · a-3, а исчезновение B экстремума на кривых R(T ), говорящее о слиянии зон, происходит в образцах n-типа при Nhd = 0.46 · a-3, а в B образцах p-типа при Nhd = 0.12 · a-3. Таким образом, B Рис. 3. a — зависимость коэффициента Холла от темпеотношение Nhd/NM 10. Приблизительно такое же соратуры в кристаллах GaAs n-типа с мелкими водородопоотношение между этими параметрами наблюдается и в добными уровнями [2,18,19]. Номера образцов соответствуют Ge [14,20].

концентрациям: 1 — 4.5 · 1017, 2 —1.7 · 1017, 3 —3 · 1016, Рассмотренная ситуация качественно адекватно опи4 —1.3 · 1016, 5 —1.3 · 1016, 6 —7.1 · 1015, 7 —6.4 · 1015, сывается в [3], тогда как авторы [4] при теоретиче- 8 —3.5 · 1015 см-3. b — зависимость электропроводности от ском анализе исходят, вопреки данным эксперимента температуры для тех же образцов n-GaAs, что на рис. 3, a.

Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. Об электронных фазовых переходах металл-диэлектрик в полупроводниках отметить, что „металлическая“ проводимость в электронных узкозонных полупроводниках наблюдается при концентрациях примеси NC < NM. В n-InSb, например, „металлическая“ проводимость наблюдается при критической концентрации NC, меньшей, чем NM, примерно на 2 порядка.

2.4. Обратному переходу от металлической проводимости к активационной в сильно легированных полупроводниках (после слияния примесной и собственной зон) под действием компенсации в приближении N1/3 · aB 1 (5) соответствует критическая концентрация электронов [14] 2/nC = · NC · a-1. (6) B Численный коэффициент был определен в [22]:

Рис. 4. Зависимость критической концентрации NC доноров (акцепторов) в Ge и Si от степени их компенсации KC. Точки — 3 -1 1/ = 2(3)-4/3C, C = 1 + 0.86(Nd · aB)-1/12. (7) экспериментальные данные (см. [6]). Сплошная линия — расчет [6].

Здесь NC = Na + Nd, Na и Nd — концентрации акцепторов и доноров, C = EF/C = Ep/C, — типичное значение амплитуды случайного потенциала.

После слияния примесной зоны с собственной зоной Итак, переход диэлектрик-металл в широкозонных возникает широкая промежуточная область концентраполупроводниках обусловлен квантовым перекрытием ции примесей, которую нельзя отнести к области слабоволновых функций носителей заряда на примесном ценго легирования и в которой не выполняется условие (5).

тре. Причиной уменьшения энергии активации примесДля описания промежуточной области использованы ных уровней и слияния зон является главным образом экспериментальные данные в n-InSb (рис. 5). На рис. экранировка потенциала примесного центра уже делоприведены также вычисленные по (6), (7) в приближекализованными после перехода Мотта по примесной нии (5) значения nC, C и в зависимости от Nd в зоне носителями заряда, концентрация которых растет n-InSb. Видно, что по мере приближения к пороговой с увеличением Ni.

концентрации слияния примесной зоны с зоной провоКоличественный анализ области промежуточного ледимости Nd Nhd коэффициент компенсации KC 1 и гирования (и промежуточной компенсации) затруднителен и в монографии [14], например, по причинам, отмеченным выше, не проводится. В недавно опубликованной работе [6] определена зависимость критической концентрации NC основной примеси, связанной с переходом металл–изолятор, от степени ее компенсации в области промежуточного легирования. Результат расчета зависимости NC(KC) (KC — коэффициент компенсации) показан сплошной линией на рис. 4, где также приведены известные авторам [6] экспериментальные данные.

В узкозонных полупроводниках n-типа, например InSb и InAs, вследствие малости энергии ионизации уровня мелкого донора примесная полоса, образовавшаяся изза флуктуирующего классического поля, перекрывается с собственной зоной при Ni < NM. Ближайшие к краю собственной зоны состояния примесной зоны сливаются с состояниями зонного континуума и гибридизуются.

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.