WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 2002, том 44, вып. 5 Самокомпенсация метастабильных центров в халькогенидных полупроводниковых стеклах © Н.Т. Баграев, Л.Н. Блинов, В.В. Романов Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия Санкт-Петербургский государственный технический университет, 195251 Санкт-Петербург, Россия (Поступила в Редакцию 12 июля 2001 г.) Температурные зависимости магнитной восприимчивости впервые используются для изучения самокомпенсации метастабильных центров с отрицательной корреляционной энергией в халькогенидном стекле As2S3. Одноэлектронные состояния метастабильных центров проявляются в парамагнетизме Кюри при высокой температуре, тогда как при T 77 K наблюдается усиление антиферромагнетизма вследствие их спонтанной диссоциации: 2D0 D+ + D-. Обнаруженная самокомпенсация парамагнитных центров аналогична спин-пайерлсовской нестабильности магнитных решеток, что подтверждается наличием двойного пика в зависимости обратной магнитной восприимчивости от температуры, который идентифицирует спонтанную диссоциацию при T 77 K двух разных метастабильных центров. Сравнительный анализ данных магнитной восприимчивости, оптически индуцированного поглощения и ЭПР показывает, что одноэлектронные парамагнитные состояния этих метастабильных центров (D0) представляют собой дырочный и электронный собственные дефекты, сформированные соответственно оборванными связями атомов халькогена и мышьяка. Самокомпенсация двух типов метастабильных центров усиливается в условиях последовательных циклов охлаждения 300 K 3.5 K 300 K 3.5 K..., сопровождаемых оптической накачкой с энергией вблизи урбаховского краевого поглощения, что отражается в уменьшении парамагнетизма Кюри и увеличении ван-флековского парамагнетизма двухэлектронных состояний с отрицательной корреляционной энергией (D-).

Различные модели собственных дефектов с глубокими уровней (negative U-центры) представляют собой аналоуровнями в запрещенной зоне представляют собой осно- ги куперовских пар с малым радиусом корреляции.

ву для интерпретации результатов исследований ЭПР, Прямым следствием образования negative U-центров оптического поглощения, фотолюминесценции и фотов халькогенидных стеклах является возможность проводимости в халькогенидных стеклах [1,2]. Одногенерации парамагнитных одноэлектронных состояний электронные версии глубоких дефектов в аморфных пов неравновесных условиях, например, с помощью оптилупроводниках [1,2] предсказывают высокую плотность ческой инжекции электронно-дырочных пар D- + D+ локализованных состояний вблизи уровня Ферми, что +h D- + D+ +(e + h) 2D0. Подобные парамагподтверждается данными электрических и оптических нитные центры были обнаружены в ЭПР-исследованиях, измерений [3,4]. Однако ЭПР-исследования не выявипроведенных при оптической накачке монохроматили какой-либо значительной концентрации неспаренных ческим светом с энергией вблизи урбаховского края спинов в халькогенидных стеклах, находящихся в услооптического поглощения халькогенидных стекол -Se, виях термодинамического равновесия, что практически As2Se3 и As2S3 [10]. Причем увеличение концентрации однозначно указывает на отсутствие одноэлектронных электронных и дырочных парамагнитных центров, локализованных состояний в запрещенной зоне [5].

локализованных соответственно на атомах мышьяка Для того чтобы устранить данное противоречие, быи халькогена, сопровождалось тушением собственной ла выдвинута концепция отрицательной корреляционфотолюминесценции и генерацией оптического поглоной энергии [6–9], в рамках которой одноэлектронный щения, возникающего вследствие оптических переходов глубокий центр (D0) спонтанно диссоциирует, формимежду глубокими одноэлектронными состояниями и руя двухэлектронное (D-) и пустое (D+) состояния:

зоной проводимости [10,11]. Последующая оптическая 2D0 D- + D+ + |U|, где U — хаббардовская корнакачка монохроматическим светом с энергией, соотреляционная энергия [6].

ветствующей спектру индуцированного поглощения, Фактически предложенные модели глубоких центров приводила к оптической диссоциации одноэлектронных основаны на эффективном хаббардовском притяжении парамагнитных состояний: 2D0 + h D- + D+ [12], двух электронов на дефекте вследствие компенсации кучто является дополнительным свидетельством наличия лоновского отталкивания электрон-колебательным взаиотрицательной корреляционной энергии у собственных модействием, что объясняет отсутствие парамагнетизма дефектов в халькогенидных стеклах.

Кюри и пиннинг уровня Ферми в запрещенной зоне халькогенидных стекол. Иными словами, двухэлектрон- Однако практически не проводилась идентификация ные состояния глубоких центров с обратным порядком моделей двухэлектронных состояний этих дефектов, а 2 786 Н.Т. Баграев, Л.Н. Блинов, В.В. Романов также не обсуждалась их возможная роль в фотострук- спектральной зависимости поглощения осуществлялись турных превращениях, возникающих в халькогенидных с помощью инфракрасного излучения с длиной волстеклах при длительной оптической накачке. В настоя- ны 1.55 µm и интенсивностью 1mW/ cm2, генерищей работе эти задачи впервые решались с помощью руемого лазерным диодом на основе гетероперехода регистрации температурных зависимостей магнитной InGaAsP–InP. Кроме того, оптическая накачка с энервосприимчивости.

гией вблизи урбаховского краевого поглощения применялась в условиях последовательных циклов охлаждения 300 K 3.5 K 300 K 3.5 K... для изучения 1. Эксперимент изменений в парамагнитных свойствах халькогенидных стекол As2S3 в процессе длительных фотоструктурных В качестве объектов исследования температурных превращений.

зависимостей магнитной восприимчивости в халькогенидных стеклах были использованы объемные образцы As2S3, приготовленные по стандартной технологии из компонентов со степенью очистки 99.999%. Исследо2. Результаты и обсуждение вания ЭПР в стационарных условиях (в отсутствие оптической накачки) не зафиксировали какой-либо значительной концентрации остаточных примесей, в част- Температурная зависимость магнитной восприимчивоности центров железа, которые обычно формируются в сти, зарегистрированная в процессе охлаждения образца процессе получения халькогенидных стекол [12].

As2S3, демонстрирует парамагнетизм Кюри только при Регистрация температурных зависимостей магнитной высоких температурах (рис. 1). При уменьшении темвосприимчивости производилась в интервале 3.5-300 K пературы в зависимости 1/ = f (T ) наблюдаются два по методу Фарадея с помощью магнитных весов характерных пика ниже 100 K, которые указывают на MGD312FG. Данная методика основана на измерении спиновую нестабильность двух различных парамагнитсилы взаимодействия исследуемого образца с внешним ных центров.

магнитным полем, которое имеет характерный градиент Обнаруженное температурное гашение парамагнитвдоль выделенного направления (dB/dx) ных свойств As2S3 аналогично спин-пайерлсовскому удвоению в магнитных решетках [13] и, по-видимому, dB F = mB, (1) обусловлено формированием синглетных состояний dx отрицательно заряженных оборванных связей хальгде — удельная магнитная восприимчивость, m — когена и мышьяка вследствие их самокомпенсации:

масса исследуемого образца. Следует отметить, что 2D0 D- + D+. Поэтому для описания температурной аппаратура MGD312FG обеспечивает высокую чувзависимости может быть использовано следующее ствительность измерений магнитной восприимчивости (10-9-10-10 электромагнитных единиц CGS), что достигается с помощью стабилизации произведения B · dB/dx благодаря использованию полюсных наконечников специального профиля. Для градуировочных измерений B · dB/dx использовались образцы чистого фосфида индия, магнитная восприимчивость которых ( = 313 · 10-9 cm3/g) не изменялась с температурой в вышеуказанном интервале. Подобная калибровка позволила определить диапазон изменения величины B·dB/dx в исследуемом интервале магнитных полей (0.05-1.1T) в пределах от 0 до 15 T2/m.

Оптически индуцированное усиление парамагнитной составляющей магнитной восприимчивости и красный сдвиг спектра поглощения исследуемых образцов As2S3 регистрировались в процессе предварительной оптической накачки монохроматическим светом Рис. 1. Температурная зависимость магнитной восприимчивос энергией вблизи урбаховского краевого поглощения сти As2S3, демонстрирующая самокомпенсацию нейтральных ( 100 cm-1). Для этой цели использовался лазерный парамагнитных дырочных и электронных центров халькогена и диод на основе 4H-SiC, генерирующий с интенсивномышьяка соответственно. 1 — охлаждение в отсутствие света, стью 1mW/ cm2 на длине волны 0.53 µm. В свою 2 — после облучения монохроматическим светом 0.53 µm очередь последующее оптическое тушение индуциро- при T = 3.5K, 3 — после последующего облучения монованного парамагнетизма и восстановление исходной хроматическим светом 1.55 µmпри T = 3.5K.

Физика твердого тела, 2002, том 44, вып. Самокомпенсация метастабильных центров в халькогенидных полупроводниковых стеклах выражение:

µBg2|S(S + 1)| = N3kT aS(S+1) S(S + 1) exp 2 2kT µBg2N- S + 2, (2) aS(S+1) 3kT exp 2kT S где первый терм описывает парамагнетизм Кюри нейтральных оборванных связей, а второй — ванфлековский парамагнетизм отрицательно заряженных оборванных связей в синглетном состоянии, который проявляется вследствие их перехода в возбужденное триплетное состояние в условиях обменного взаимодействия; a обозначает константу обменного взаимодействия; концентрации нейтральных (N0) и отрицательно заряженных (N-) оборванных связей зависят от скорости охлаждения образца, что проявлялось в соответствующем температурном гистерезисе магнитной восприимчивости при T < 100 K.

Следует отметить, что наблюдаемое гашение пара- Рис. 3. Спектральные зависимости коэффициента поглощения магнитной составляющей магнитной восприимчивости света в As2S3, полученные при T = 3.5K. a) 1 —после As2S3 при низких температурах, по-видимому, явля- охлаждения образца до 3.5 K, 2 — после облучения монохроматическим светом 0.53 µm при T = 3.5K, 3 — после ется причиной неудачных попыток регистрации ЭПР последующего облучения монохроматическим светом 1.55 µm оборванных связей в отсутствие оптической накачпри T = 3.5K. b) 1 — после охлаждения образца ки. В свою очередь в диапазоне высоких температур до 3.5 K, 2, 3 — после двух и трех последовательных циклов (T > 100 K), при которых доминируют неспаренные 300 K 3.5 K 300 K 3.5 K в условиях облучения монохроматическим светом 0.53 µm соответственно.

оборванные связи (рис. 1), каких-либо заметных спектров ЭПР не удается обнаружить вследствие быстрой электронной спин-решеточной релаксации.

Как известно [12], спектры ЭПР оборванных связей в халькогенидных стеклах возникают вследствие оптической генерации их нейтральных состояний (D- + D+ + h 2D0), что в настоящей работе достигалось с помощью облучения монохроматическим светом с длиной волны 0.53 µm, соответствующей краевому урбаховскому поглощению в As2S3 (рис. 2). Рост сигнала ЭПР со временем оптической накачки сопровождается усилением парамагнитной составляющей магнитной восприимчивости, температурная зависимость которой становится более близкой к закону Кюри (рис. 1). Кроме того, красный сдвиг спектральной зависимости поглощения, обнаруженный после облучения светом с длиной волны 0.53 µm, однозначно показывает, что оптически индуцированные парамагнитные центры D0 создают глуРис. 2. Спектры ЭПР, оптически индуцированные в As2Sбокие уровни в запрещенной зоне As2S3 (рис. 3, a).

при T = 3.5 K в условиях облучения монохроматическим Оптически индуцированный спектр ЭПР представляет светом 0.53 µm. Кривые 1–3 показывают изменения конценсобой комбинацию узкой высокополевой и широкой трации электронных спектров мышьяка (широкая линия) и низкополевой линий, которые принадлежат дырочному и дырочных спектров халькогена (узкая линия) со временем электронному центрам, сформированным соответственнакачки. Кривая 4 относится к дырочному центру халькогена, возникающему на ранней стадии оптической накачки монохро- но на атомах халькогена и мышьяка [12]. Причем нейматическим светом (0.53 µm). тральные оборванные связи, локализованные на атомах 2 Физика твердого тела, 2002, том 44, вып. 788 Н.Т. Баграев, Л.Н. Блинов, В.В. Романов мышьяка, возникают при более длительной оптической электрон-колебательного взаимодействия; n — числа накачке, чем парамагнитные центры халькогенов, что заполнения электронами со спином =, ; n —прообусловлено метастабильными свойствами последних. екционные операторы для зарядовых состояний центра с Поэтому высокотемпературный пик в зависимости 1/, полным числом электронов n; F — изменение констанпо-видимому, отражает самокомпенсацию оборванных ты электрон-колебательного взаимодействия вследствие связей халькогенов, которая вследствие их метастабиль- эффекта Штарка на глубоком центре, помещенном в ности закрепляется при T 77 K. В свою очередь электрическом поле E; — угол между направлением спонтанная диссоциация нейтральных парамагнитных электрического поля и координатой Q.

центров мышьяка наблюдается только при T < 40 K, что В результате диагонализации по зарядовым состояниопределяет их значительно меньшую метастабильность, ям дефекта можно определить явный вид адиабатических которая проявляется также в устойчивости к оптической потенциалов для разных значений n = n + n (рис. 4, a) накачке 0.53 µm соответствующего пика в температурE0(Q) = (Q - Q0 - Q)2/2 D+-центр, ной зависимости 1/ (рис. 1).

Следует отметить, что генерация при длительной E1(Q) =-I1(E) + (Q - Q1)2/2 D0-центр, оптической накачке 0.53 µm спектра ЭПР, представляющего собой частично разрешенный мультиплет, поE2(Q) =-I2(E)+ (Q - Q2 + Q)2/2 D--центр, (5) видимому, обусловлена трансформацией синглетного где потенциалы одноэлектронной (I1(E)) и двухэлексостояния D--центра мышьяка в парамагнитный дефект тронной (I2(E)) ионизации точечного центра отражают со спином S = 1. Подобные переходы наблюдались в изменение корреляционной энергии U(E) в процессистемах пар Френкеля с различной дистанцией между се захвата фонового и коррелированного электронов компонентами в подрешетках A3B5 [14], что позволяет D+ D0 D- (рис. 3); Q0 = F0/, Q1 = F1/, интерпретировать обнаруженный ЭПР-спектр в халькоQ2 = F2/, Q = F/, Q 0 = Q0 + Q, Q 2 = Q2 - Q.

генидных стеклах как результат обменного взаимодействия D--центров с фотоиндуцированными парамагнит2 I1(E) =I1 - F0F/, I1 = -[E0 +(F0 - F1 )/2 ], ными центрами D0.

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.