WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № 6 Переход диэлектрик–металл под действием давления в сплавах Pb1-xSnxSe (x 0.03), облученных электронами © Е.П. Скипетров, Е.А. Зверева, Б.Б. Ковалев, Л.А. Скипетрова Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, 119899 Москва, Россия (Получена 11 августа 1997 г. Принята к печати 16 октября 1997 г.) Исследованы гальваномагнитные эффекты (B 7Тл) в сплавах n- и p-Pb1-xSnxSe (x 0.03), облученных электронами (T 300 K, E = 6МэВ, 5.7 · 1017 см-2), в окрестности перехода диэлектрик–металл, индуцированного давлением (P 18 кбар). В рамках двухзонной модели рассчитаны полевые зависимости коэффициента Холла, удовлетворительно согласующиеся с экспериментальными данными, и определены основные параметры носителей заряда в облученных сплавах. Показано, что в металлической фазе происходит увеличение концентрации дырок под действием давления, связанное с движением энергетических зон в точке L зоны Бриллюэна, и перетеканием электронов из валентной зоны в зону резонансных состояний Et1, индуцированную электронным облучением; оценены параметры этой зоны.

1. Введение ния [3,4] свидетельствует о сосуществовании по меньшей мере 2 механизмов проводимости в окрестности перехоВ настоящее время известно, что электронное облуда диэлектрик–металл. Необходимо отметить также, что чение сплвов Pb1-xSnxSe приводит к появлению в энерв окрестности перехода значительные изменения парамегетическом спектре сплавов двух радиационных уровней тров носителей заряда происходят в достаточно широком (зон радиационных дефектов) Et и Et1, связанных, подиапазоне давлений. Это обстоятельство указывает на видимому, с 2 типами радиационных дефектов [1,2].

конечную ширину зоны Et1. Однако ширина и структура Основные параметры зоны Et (скорость генерации дезоны радиационных дефектов, а также скорость генефектов, энергетическое положение и структура зоны) рации радиационных дефектов при облучении пока не практически для всей области существования кубической известны.

фазы сплавов (0.07 x 0.34) хорошо известны. В то Для получения информации о механизмах проводиможе время информации об уровне Et1 намного меньше.

сти в облученных электронами сплавах и для определеВ частности, установлено [3,4], что положение радиания основных параметров зоны радиационных дефектов ционного уровня Et1 на энергетической шкале зависит от Et1 в настоящей работе исследованы полевые зависисостава сплава и давления (рис. 1). В PbSe уровень Et1 мости коэффициента Холла облученных электронами находится в запрещенной зоне вблизи потолка валентной сплавов Pb1-xSnxSe (x 0.03) в окрестности перехода зоны L+. С ростом содержания Sn в сплаве уровень диэлектрик–металл, индуцированного давлением.

почти не изменяет своего положения относительно середины запрещенной зоны, двигаясь относительно терма L+ примерно по линейному закону:

Et1 [мэВ] =E(L+) +35 - 600x.

Таким образом, в сплавах с концентрацией олова x < 0.06 середина зоны Et1 расположена в запрещенной зоне, а при x > 0.06 попадает в пределы валентной зоны.

Зона Et1 обладает донорно-акцепторными свойствами.

Поэтому электронное облучение кристаллов с x < 0.вызывает уменьшение концентрации носителей заряда как в образцах n-, так и в образцах p-типа. При достаточно больших потоках облучения происходит переход в диэлектрическое состояние, в котором уровень Ферми ”мягко” стабилизируется частично заполненной электронами зоной радиационных дефектов. Гидростатическое сжатие облученных кристаллов приводит к сближению зоны Et1 с потолком валентной зоны и переходу диэлектрик–металл, связанному с перетеканием электронов из валентной зоны в зону радиационных дефектов (рис. 1).

Рис. 1. Модель перестройки под давлением энергетического Характер зависимостей удельного сопротивления и спектра n-PbTe, облученного электронами.

коэффициента Холла облученных образцов от давле664 Е.П. Скипетров, Е.А. Зверева, Б.Б. Ковалев, Л.А. Скипетрова Параметры образцов Pb1-xSnxSe, исследованных под давлением при T = 4.2K Поток Концентрация Удельное Тип Подвижность µH, облучения, электронов n, сопротивление, Образец x проводимости 105 см2/В · с 1017 см-2 1017 см-3 10-4 Ом · см N8 0 n 0 1.06 7.3 0.n 5.7 0.27 220.0 0.K-22 0.33 p 0 0.40 47.7 0.n 2.8 0.82 269.0 0.2. Образцы. Методика измерений 3. Полевые зависимости коэффициента Холла в окрестности Монокристаллические образцы Pb1-xSnxSe (x = 0, перехода диэлектрик–металл 0.03) с исходными концентрациями электронов или дырок n, p = (0.41.6) · 1017 см-3 облучались при комУстановлено, что уже при атмосферном давлении конатной температуре на линейном ускорителе электронов эффициент Холла RH облученных электронами образцов ЭЛУ-6 (E = 6МэВ, 5.7 · 1017 см-2). У облученных сильно зависит от величины магнитного поля и абсокристаллов при атмосферном давлении и в условиях гилютная величина RH уменьшается более чем на порядок дростатического сжатия исследовались удельное сопров исследованном диапазоне магнитных полей (рис. 2).

тивление и полевые зависимости коэффициента Холла Гидростатическое сжатие приводит к более резкому (B 7Тл) при T = 4.2 K. Параметры исследованных уменьшению RH и к инверсии знака коэффициента Холла под давлением образцов до и после облучения максипри увеличении магнитного поля. С ростом давления мальными потоками электронов приведены в таблице.

точка инверсии знака RH смещается в сторону слабых Гидростатические давления до 18 кбар были получены магнитных полей, а после перехода в металлическую в камере из термообработанной бериллиевой бронзы. В фазу (P > P) коэффициент Холла имеет положителькачестве среды, передающей давление, использовалась ный знак, увеличиваясь с ростом магнитного поля. И, смесь керосин–масло–пентан.

наконец, в области максимальных давлений зависимость коэффициента Холла от магнитного поля практически отсутствует.

Характер полевых зависимостей коэффициента Холла в исследованных образцах подтверждает предположение о сосуществовании по крайней мере 2 типов носителей заряда противоположного знака в облученных электронами сплавах Pb1-xSnxSe (x = 0; 0.03). Появление точкиинверсиизнака RH и изменение вида зависимостей RH(B) при гидростатическом сжатии облученных кристаллов указывает, очевидно, на изменение параметров носителей заряда и смену основного механизма проводимости при переходе диэлектрик–металл. Для определения основных параметров носителей заряда в облученных образцах в рамках двухзонной модели проведены расчеты полевых зависимостей коэффициента Холла в исследованных образцах [5,6]:

kµk/(1 + µk B2) RH =, 2 2 k/(1 + µk B2) + kµkB/(1 + µk B2) (1) 1/ = k = eknkµk, (2) где ek, nk, k и µk — заряд, концентрация, удельная Рис. 2. Полевые зависимости коэффициента Холла RH при электропроводность и подвижность для каждого типа T = 4.2 K для образца K-22 ( = 2.8·1017 см-2) в окрестности носителей заряда, обозначенных индексом k. В пределе перехода диэлектрик–металл под действием давления: P, кбар:

слабых магнитных полей (µkB 1) выражение для 1 —0.9, 2 —1.4, 3 —2.6, 4 —3.2, 5 —4.2, 6 —6.2, 7 — 18.2.

коэффициента Холла принимает вид Сплошные линии — расчет в соответствии с соотношениями (1)–(3).

eknkµk RH =. (3) ( eknkµk)Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № Переход диэлектрик–металл под действием давления в сплавах Pb1-xSnxSe (x 0.03)... Определение параметров носителей заряда проводилось путем подгонки зависимостей (1) к экспериментальным данным (рис. 2). Программа расчета предусматривала вариацию только 2 параметров модели (обычно подвижностей носителей заряда). Два других параметра модели (обычно удельные электропроводности k) определялись прямым расчетом по величинам коэффициента Холла в слабом магнитном поле (3) и удельного сопротивления при T = 4.2K (2). Рассчитанные таким образом зависимости RH(B) удовлетворительно согласуются с экспериментальными данными во всем исследованном диапазоне давлений и магнитных полей (см. рис. 2).

Результаты расчета параметров носителей заряда для одного из исследованных образцов представлены на рис. 3, 4. Анализ этих зависимостей показывает, что с ростом давления подвижность электронов в облученных образцах заметно увеличивается и достигает значений µn =(1.58) · 104 см2/В · с. Эти значения подвижностей примерно на порядок меньше значений, характерных для зонной проводимости, тем не менее они слишком велики для проводимости по локализованным состояниям и скорее всего отвечают поверхностной проводимости электронного типа. Поведение электронной проводимости n Рис. 4. Зависимости удельных электропроводностей дырок p (1) и электронов n (2) в облученном электронами образце под давлением указывает, по-видимому, на заметное N8 ( = 5.7 · 1017 см-2) от давления.

уменьшение концентрации электронов в поверхностном слое облученных кристаллов под действием давления.

Изменения параметров электронов происходят в основном в диэлектрической фазе, а после перехода в металЭлектропроводность и подвижность дырок изменялическую фазу зависимости µn(P) и n(P) выходят на наются под давлением согласованным образом, быстро сыщение. Это обстоятельство позволяет предположить, увеличиваясь на несколько порядков в окрестности печто изменения параметров электронов в поверхностном рехода диэлектрик–металл. В области максимальных слое обусловлены изменением положения уровня Ферми давлений подвижность дырок достигает типичных для относительно потолка валентной зоны.

зонной проводимости в сплавах Pb1-xSnxSe величин µp = (12.5) · 105 см2/В · с. В то же время при атмосферном давлении подвижность дырок составляет лишь µp 2 · 102 см2/В · с. Столь низкие значения подвижности дырок наблюдались ранее в диэлектрической фазе облученнных электронами сплавов Pb1-xSnxSe (x = 0.125, 0.25) [6] при проводимости по зоне радиационных дефектов Et, находящейся в пределах запрещенной зоны. Поэтому величины µp и p, рассчитанные в соответствии с (1), (2), являются, очевидно, эффективными значениями и учитывают как вклад дырочной проводимости по зоне локализованных состояний Et1, так и вклад проводимости по валентной зоне.

Таким образом, в облученных электронами сплавах Pb1-xSnxSe (x = 0; 0.03) при перестройке энергетического спектра под действием давления необходимо, повидимому, учитывать существование трех механизмов проводимости. В областях низких давлений (в диэлектрической фазе) доминирующими механизмами являются поверхностная проводимость электронного типа и дырочная проводимость по зоне радиационных дефектов, а в окрестности перехода диэлектрик–металл–дырочная Рис. 3. Зависимости подвижностей дырок µp (1) и зонная проводимость и электронная проводимость по электронов µn (2) в облученном электронами образце N8 ( = 5.7 · 1017 см-2) от давления. поверхности.

Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № 666 Е.П. Скипетров, Е.А. Зверева, Б.Б. Ковалев, Л.А. Скипетрова 4. Зависимости концентрации дырок зоны радиационных дефектов Et1 путем сравнения экспериментальных и теоретических зависимостей конценот давления в окрестности перехода трации дырок от давления.

диэлектрик–металл и параметры При построении теоретических зависимостей предзоны Etполагалось, что генерация радиационных дефектов при облучении приводит к возникновению наполовину заПредставленные выше результаты позволяют построполненных состояний в зоне радиационных дефектов;

ить зависимость концентрации дырок от давления после положение середины зоны Et1 относительно середины перехода облученных сплавов в металлическую фазу, запрещенной зоны не изменяется под действием давлеиспользуя двухзонную модель. Такого типа зависимония [3,4]:

сти могут быть получены несколькими способами. Вопервых, концентрацию дырок можно рассчитать в рамках Et1 - Ev =Et1 [мэВ] =35-600x-4.25P [кбар];

двухзонной модели (2, 3), используя зависимости (P) и RH(P) в слабом магнитном поле. При этом в качестве функция плотности состояний в зоне радиационных деудельной проводимости и подвижности электронов в фектов gt1(E) описывается гауссовской кривой, а скоповерхностном слое можно для простоты выбрать фиксирость генерации дефектов dNt1/d не зависит от потока рованные значения (например, предельные подвижности облучения. Поскольку из экспериментальных данных и проводимости для каждого образца при атмосферном следует, что при гидростатическом сжатии концентрация давлении) или зависимости µn(P), n(P), рассчитанные дырок увеличивается за счет перетекания электронов из выше (рис. 3, 4). Во-вторых, можно непосредственно валентной зоны в зону радиационных дефектов, предрассчитать концентрацию дырок полагалось также, что при любых давлениях P сумма концентраций дырок в валентной зоне p(P) и в зоне радиp(P) =p(P)/eµp(P), ационных дефектов pt1(P) равна исходной концентрации незаполненных состояний в зоне Et1 при атмосферном используя полученные из полевых зависимостей коэфдавлении pt1(0):

фициента Холла данные об изменении удельной электропроводности p(P) и подвижности дырок µp(P) под pt1(0) =p(P) +pt1(P), (4) давлением (рис. 3, 4).

Анализ показал, что независимо от способа расчета после перехода в металлическую фазу концентрация pt1(P) = gt1(E)dE, (5) дырок быстро увеличивается, проходит через максимум EF и монотонно убывает с ростом давления (рис. 5). Такое gt1(E) =(Nt1/ 2) exp -(E - Et1)2/22, (6) поведение качественно согласуется с теоретическими представлениями о перестройке энергетического спектра где Nt1 =(dNt1/d) — полная емкость зоны радиаципод давлением (рис. 1) и позволяет оценить параметры онных дефектов с концентрациями дырок pt1(0) =(Nt1/2) -nили pt1(0) =(Nt1/2) +pдля образцов n- и p-типа соответственно; EF — уровень Ферми, рассчитанный в рамках шестизонной модели Диммока [7], с параметрами, приведенными в [8], — ширина зоны Et1.

Оптимизация параметров резонансной зоны dNt1/d и проводилась с помощью ЭВМ. Для оценки точности определения скорости генерации радиационных дефектов dNt1/d и ширины резонансной зоны проведена вариация величин Nt1 и для каждого образца (штриховые линии на рис. 5). Наилучшее согласие экспериментальных и теоретических результатов достигнуто при следующих значениях параметров модели:

Рис. 5. Зависимости концентрации дырок при T = 4.2K в dNt1/d=(0.45 ± 0.1) · 1017 см-1, =(15 ± 5) мэВ.

облученном электронами образце K-22 ( = 2.8 · 1017 см-2) от давления. Линии 1–3 — расчет по модели (4)–(6) при Таким образом, параметры зоны радиационных дефекEt1 = 17 мэВ, = 15 мэВ и вариации концентратов Et1 оказались вполне сопоставимыми с аналогичции радиационных дефектов: 1 — Nt1 = 1.45 · 1017 см-3, 2 — Nt1 = 1.25 · 1017 см-3, 3 — Nt1 = 1.05 · 1017 см-3. ными параметрами зоны Et, полученными в работе [2].

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.