WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 1 Особенности прыжковой проводимости кристаллов p-Hg0.78Cd0.22Te при двойном легировании © В.В. Богобоящий Кременчугский государственный политехнический университет, 39614 Кременчуг, Украина (Получена 20 февраля 2001 г. Принята к печати 3 апреля 2001 г.) Исследованы проводимость и эффект Холла при T = 4.2-125 K в кристаллах p-Hg0.78Cd0.22Te, содержащих 3 · 1016 см-3 примеси меди и 1.83 · 1016 см-3 вакансий Hg (одновременно или же раздельно друг от друга).

В таких кристаллах выше 10–12 K доминирует 1-проводимость по валентной зоне, а ниже 8–10 K — прыжковая проводимость. При этом в образцах, содержащих одновременно и медь, и вакансии, наблюдается прыжковая проводимость с переменной длиной прыжка. Обнаружено, что 1-проводимость легированных медью кристаллов не зависит от присутствия вакансий, тогда как прыжковая проводимость существенно увеличивается при введении их в легированный кристалл. Это явление объяснено присоединением дырок нейтральными вакансиями ртути. Выполнен расчет энергии присоединения и найдено, что в основном состоянии она равна 3.7 мэВ. Флуктуационное уширение примесной зоны в твердых растворах приводит к перекрытию примесных зон, образованных акцепторными уровнями меди и уровнями дырок, присоединенных вакансиями.

1. Введение экспериментальных данных о параметрах ее состояний практически нет.

Под примесной зоной полупроводникого кристалла Косвенно существование D--зоны (A+-зоны) находит обычно подразумевают полосу разрешенных уровней экспериментальное подтверждение в свойствах сильно в запрещенной зоне, соответствующих минимальной легированных полупроводников. В частности, переход энергии отрыва электронов (дырок), захваченных элек- металл–диэлектрик в легированных слабо компенсиротростатическим полем атома примеси и нейтрализую- ванных кристаллах полупроводников (переход Мотта) щих его избыточный заряд. Ее положение, структура связывают с взаимным перекрытием верхней и нижплотности состояний и их параметры хорошо изучены ней примесных зон Хаббарда [2]. Кроме того, прокак экспериментально, так и теоретически (см., напри- исхождение 2-проводимости, наблюдающейся в таких мер,[1]). кристаллах вблизи перехода Мотта, принято объяснять Реже в состав примесной зоны включают еще одну активацией носителей тока из нижней примесной зоны Хаббарда в верхнюю [1,2]. С другой стороны, в [1] полосу примесных уровней — аналог верхней зоны Хаббарда в упорядоченных системах [2]. Эта зона возни- высказывается сомнение в достаточности обоснования кает при наличии в полупроводнике нейтральных доно- этой гипотезы.

ров или акцепторов (т. е. при достаточно низких темпера- В этой связи представляет интерес вопрос о локализатурах и в условиях слабой или частичной компенсации) ции состояний в D-- и A+-зонах. Как правило, считаетвследствие их способности присоединять дополнитель- ся, что такие состояния обладают доcтаточно большим ный носитель заряда. Донор присоединяет избыточный радиусом, поскольку энергия присоединения мала, и электрон, становясь отрицательно заряженным (D--сос- что в результате их перекрытия даже при умеренном тояние); акцептор присоединяет избыточную дырку и легировании должна образовываться широкая зона [1,2].

приобретает положительный заряд (A+-состояние). Напротив, в работах [4,5] предполагается, что носители заряда, связанные на одном доноре или акцепторе, тоСпецифика заполнения верхней примесной зоны ждественны, и потому энергия связи распределяется меХаббарда заключается в том, что при T = 0 занятыми жду ними равномерно. В этом случае радиус состояния могут быть только те D--уровни, которые лежат ниже в верхней зоне Хаббарда должен лишь немногим преуровня Ферми F, илите A+-уровни, которые лежат выше вышать радиус нейтрального центра, а присоединенные него. С другой стороны, располагаясь (теоретически) в запрещенной зоне, эти уровни почти прилегают к со- носители при умеренной степени легирования должны быть локализованными.

ответствующей собственной зоне разрешенных энергий.

В частности, для изолированного водородоподобного D--состояния (A+-состояния) можно обнаружить эксдонора (акцептора) энергия присоединения составляет периментально и идентифицировать при низких конценвсего 10% энергии его ионизации [3,4]. Соответствен- трациях легирующей примеси благодаря специфике их но в обычных условиях относительное расположение заполнения при T = 0. С этих позиций представляется уровня Ферми и D--уровней (A+-уровней) как раз обрат- перспективным исследование кристаллов узкощелевого ное. По этим причинам в слабо легированных кристаллах Hg1-xCdxTe p-типа [4]. С одной стороны, в этом верхняя примесная зона Хаббарда редко проявляет себя материале проводимость по примесной зоне относительв наблюдаемых физических явлениях [1], и прямых но легко наблюдать, поскольку она преобладает над 30 В.В. Богобоящий 1-проводимостью по валентной зоне при сравнительно высокой температуре [6]. С другой стороны, здесь существуют два типа мелких акцепторов с заметно различающимися энергиями ионизации. Простые примесные акцепторы (например, медь в катионном узле CuHg) обладают малой энергией связи — около 7.5 мэВ [7], тогда как энергия отрыва дырки от нейтральной вакансии ртути VHg (двухзарядного акцептора) превышает 15 мэВ [8]. При этом оба вида дефектов могут быть легко введены в кристаллы Hg1-xCdxTe путем их отжига и диффузионного легирования [4]. Варьируя величину концентрации CuHg и VHg, можно варьировать взаимное расположение уровня Ферми и A+-уровней типа VHg, что может способствовать их обнаружению в явлениях электропереноса при низких температурах. Далее представлены результаты такого эксперимента.

Рис. 1. Температурные зависимости удельной электропроводности кристаллов p-Hg0.78Cd0.22Te. 1, 2 — кристаллы, легированные Cu и отожженные в парах Hg при T, C:

2. Эксперимент 1 — 420, 2 — 280; [CuHg] = 3.1 · 1016 см-3, концентрация вакансий [VHg], см-3: 1 —1.8 · 1016, 2 — < 1014; 3 —нелеДля исследований были взяты однородные по составу гированные кристаллы, отоженные в парах Hg при 420C и совершенные по структуре монокристаллические плас([CuHg] 1015 см-3; [VHg] = 1.8 · 1016 см-3); 4 —нелетины нелегированного Hg1-xCdxTe (x = 0.218-0.222) гированные кристаллы, отожженные в парах Te при 240C толщиной 0.12 см. Пластины вырезали из слитков, вы([CuHg] 1015 см-3; [VHg] =1.8 · 1016 см-3).

ращенных методом вертикальной направленной кристаллизации с подпиткой из твердой фазы, и отжигали в насыщенных парах Hg для удаления ваканми образцами отжигали контрольные (нелегированные) сий Hg. После такого отжига кристаллы содержали около 3 · 1014 см-3 примесных электронов с подвижно- образцы Hg0.78Cd0.22Te, вырезанные из тех же исходных пластин.

стью более 2 · 105 см2/(В · с) и временем жизни более Концентрацию активных вакансий Hg в нелегиро2·10-6 c при 77 K. Плотность дислокаций в отожженных ванных образцах-спутниках после такой термообработпластинах не превышала 3 · 105 см-2. Включения и ки определяли по величине p77, найденной методом розетки дислокаций отсутствовали.

Холла. Концентрацию VHg в легированных образцах От пластин отделяли контрольные образцы-спутники, отождествляли с их концентрацией в нелегированных а на оставшуюся часть напыляли в вакууме тонкий слой образцах-спутниках. Как показали измерения, все такие меди ( 3 · 1015 ат/см3). Медь вжигали в кристаллы кристаллы содержали около 1.8 · 1016 см-3 активных в течение 3 сут при 200C в атмосфере насыщенных вакансий Hg.

паров Hg до полного растворения. Согласно данным работы [9], такая термообработка обеспечивала вполне Образцы из второй группы дополнительному отжигу равномерное распределение меди по сечению пластин. не подвергали, поэтому они были практически стехиометрическими и не содержали VHg.

После введения меди пластины разрезали на образцы размером около 1.2 0.3 0.1 см. Образцы полировали Далее измеряли температурные зависимости коэффив растворе Br2 в HBr для удаления нарушенного слоя циента Холла в поле B = 0.03 Тл и удельной электропрои измеряли коэффициент Холла (RH) каждого из них водности образцов в интервале температур 4.2-125 K.

в магнитном поле B = 2 Tл при 77 K, когда медь Результаты измерения зависимостей удельной электрополностью ионизирована, а RH практически не зависит проводности от 1/T в области вымораживания приот B [10]. По величине RH определяли концентрацию месной проводимости ряда исследованных образцов посвободных дырок p77, отождествляя ее с концентрацией казаны на рис. 1. Результаты, полученные для остальных активной меди. кристаллов, имеют аналогичный вид.

Легированные образцы разделили на 2 группы. Пер- При достаточно высокой температуре (выше 10–15 K) вую часть образцов привели в состояние двухфазного во всех кристаллах доминирует 1-проводимость, вызванравновесия путем отжига в парах ртути при 420Cлибо ная свободными дырками валентной зоны. При промев парах теллура при 240C для генерирования в их жуточной температуре (в интервале 5.5–8.5 K для легиобъеме определенного количества VHg. Длительность рованных Cu стехиометрических образов и 7–12 K для отжига выбирали в соответствии с данными [11], так образцов, содержащих вакансии ртути) 1-проводимость чтобы за это время весь объем образца приходил в пол- конкурирует с прыжковой проводимостью. При самых ное равновесие с паровой фазой. Вместе с легированны- низких температурах преобладает прыжковый мехаФизика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Особенности прыжковой проводимости кристаллов p-Hg0.78Cd0.22Te при двойном легировании низм переноса заряда, отличающийся низкой энергией активации.

В легированных кристаллах величина 1-проводимости в области вымораживания практически не зависит от наличия вакансий Hg и режима их ввода в кристалл.

В то же время она значительно превышает проводимость нелегированных кристаллов с такой же концентрацией VHg. Напротив, в области прыжкового переноса заряда проводимость образцов, легированных медью и одновременно содержащих вакансии Hg, cущественно превышает проводимость образцов, содержащих только один их этих двух акцепторов.

В области температур, где доминирует 1-проводимость, коэффициент Холла RH положителен и растет при понижении T (рис. 2). В области перехода к прыжковой проводимости RН остается положительным, но Рис. 3. Температурные зависимости компоненты xy тензоубывает при понижении T. Максимум RН cоответствует ра удельной электропроводности кристаллов p-Hg0.78Cd0.22Te температуре, при которой вклады прыжкового и зонного в магнитном поле B = 0.03 Тл (нумерация кривых соответмеханизмов переноса заряда близки по величине. При ствует нумерации на рис. 1).

самых низких температурах, где 1-проводимость полностью выморожена, эффект Холла зарегистрировать не удается, что свидетельствует о крайне низкой подвижности носителей заряда в акцепторной зоне.

тяжелые дырки валентной зоны, а также носители тока Такое поведение эффекта Холла, очевидно, вызвано в примесной зоне. Поскольку в эксперименте поле было сменой основного механизма переноса заряда при послабым (B = 0.03 Тл), для всех этих носителей реанижении температуры [1]. В этих условиях, т. е. при лизовалось сильное неравенство (µB)2 1. Поэтому наличии нескольких видов носителей тока, для анализа компоненты тензора ik рассчитывали по формулам экспериментальных данных вместо величины RН удобнее использовать недиагональные компоненты xy тензора электропроводности. Как известно, в отличие от RН xx = xy = RН2B, (1) тензоp ik является аддитивной величиной и образуется в результате сложения вкладов, создаваемых носителями где — удельная электропроводность образца при тока всех видов.

B = 0.

В тензоре ik кристаллов p-Hg0.78Cd0.22Te при низДанные расчета xy представлены на рис. 3. Видких температурах достаточно учесть только легкие и но, что во всех случаях участок зависимости xy(T ) с низкой энергией активации, соответствующий прыжковой проводимости, отсутствует. Иными словами, в p-Hg0.78Cd0.22Te прыжковый механизм практически не создает напряжения Холла, что вполне соответствует выводам теории [2]. Это позволяет вычислить вклад 1 зонной проводимости в области смешанного механизма переноса заряда, пользуясь равенством xy/ = µНB, выполняющимся при условии (µНB)2 1, где µН = RН. При расчете 1 учитывалось, что 3/µН T ниже 12 K, поскольку здесь свободные дырки рассеиваются преимущественно на ионах примеси, а 1проводимость почти полностью выморожена и потому количество рассеивающих центров не зависит от температуры [7].

Вычитая из удельной электропроводности значение 1, вычисленное для данной температуры описанным способом, получим вклад h прыжковой проводимости.

На рис. 4 показаны полученные в результате кривые Рис. 2. Температурные зависимости коэффициента Холла кризависимости h(T ) для образцов, содержащих одновресталлов p-Hg0.78Cd0.22Te в слабом магнитном поле (нумерация кривых соответствует нумерации на рис. 1). менно и CuHg, и VHg. Видно, что в этом случае при Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 32 В.В. Богобоящий Энергия присоединения дырки простым мелким ак+ цептором в Hg0.78Cd0.22Te (EA1), определяющая положение A+-зоны, была оценена в работе [4] при помощи вариационного метода. По данным [4] она составляет + EA1 0.07EA1.

При слабой компенсации донорами часть акцепторных уровней порядка ND, где ND — количество доноров, отщепляется и смещается по направлению к валентной зоне [1]. В результате в акцепторной зоне появляется дополнительный пик, максимум которого смещен от основного пика на величину [1] 1/e2 A = NA. (3) 0 Уровень Ферми F при T = 0 при этом лежит на величину Рис. 4. Температурные зависимости прыжковой прово0.61A ниже уровня изолированного акцептора [1].

димости h кристаллов p-Hg0.78Cd0.22Ge; 1 — кристаллы, Полагая в (3) NA = 3 · 1016 см-3, 0 = 17.4 [14], легированные Cu и отожженные в парах Hg при 420C получим A 4.2 мэВ. Следовательно, при T = 0 в ([CuHg] = 3.1 · 1016 см-3, [VHg] = 1.8 · 1016 см-3);

исследованных здесь кристаллах Hg0.78Cd0.22Te, содер2 — кристаллы, легированные Cu и отожженные в парах Te при 240C ([CuHg] =3.1 · 1016 см-3, [VHg] =1.8 · 1016 см-3). жавших 3 · 1016 см-3 меди и не содержавших вакансий, максимум отщепленного пика примесной акцепторной зоны расположен приблизительно на 3.7 мэВ, а уровень Ферми — на 5.3 мэВ выше потолка валентной зоны.

T < 10 K величина прыжковой проводимости изменяется При введении вакансий Hg в легированный медью по закону Мотта [12], т. е. h = 0 exp[-(T0/T )1/4].

кристалл узкощелевого Hg1-xCdxTe в нем появляется Параметр T0 при этом изменяется от образца к образцу вторая (вакансионная) акцепторная зона, состоящая из в достаточно узких пределах (1.1 ± 0.2) · 105 K.

двух пиков, а также вакансионная A+-зона, так что акцепторная зона приобретает более сложную структуру.

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.