WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 2 Влияние давления и анионного замещения на электрические свойства кристаллов HgTeS © В.В. Щенников, А.Е. Карькин, Н.П. Гавалешко, В.М. Фрасуняк Институт физики металлов Уральского отделения Российской академии наук, 620219 Екатеринбург, Россия E-mail: phisica@ifm.e-burg.su (Поступила в Редакцию 24 июня 1999 г.) Исследованы удельное сопротивление и константа Холла R кристаллов HgTe1-xSx (0.04 x 0.6) в интервале температур 4.2–350 K в магнитных полях B до 14 T, а также барические зависимости в интервале давлений P до 1 GPa при T = 77-300 K и B = 0-2 T. Установлено, что образцы с x 0.20 имеют убывающую зависимость (T ), свойственную бесщелевым полупроводникам, а с x 0.27 — типичную для полуметаллов. В полупроводниковых кристаллах с x 0.20 и x 0.14 обнаружено изменение знака температурного коэффициента (T ) при T = 265 и T > 300 K соответственно. Под давлением 1 GPa температура инверсии знака уменьшалась на 30 K. У полупроводниковых образцов с ростом T и B изменялся знак R, а у полуметаллических — оставался электронным. Поведение R и коррелирует с данными термоЭДС, снятыми при квазигидростатическом P до 3 GPa. Показано, что замещение Te атомами серы увеличивает концентрацию электронов и снижает их подвижность. При P > 1-1.5GPa зафиксирован переход в фазу широкозонного полупроводника. Делается вывод об аналогии свойств полуметаллических кристаллов HgTe1-xSx c x 0.27 и HgSe.

Работа выполнена при финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (проект № 98-03-32656) и ГНТП ”Физика квантовых и волновых процессов” (”Статистическая физика”, проект № VIII-8).

Теллурид, селенид и кубический сульфид ртути при широком диапазоне температур 4.2–300 K и магнитных атмосферном давлении относятся к классу бесщелевых полей 0–14 T. ТермоЭДС (S) и кристаллов HgTe1-xSx полупроводников, у которых зона проводимости смыка- с низким содержанием серы x < 0.3 исследовались при квазигидростатическом P до 30 GPa в [9,10], где были ется с валентной [1–6]. Имеющиеся экспериментальные обнаружены превращения сначала в фазу широкозонного данные позволяют считать, что существует небольшое перекрытие зон t, обеспечивающее высокую коцен- полупроводника, а затем в металлическую фазу. По имеющимся литературным данным, электрические свойства трацию носителей заряда при низких температурах [1–6].

кристаллов HgTe1-xSx с высоким содержанием серы раРазличные теоретические модели, приводящие к такому нее подробно не изучались [5,6,11–14]. Цель настоящей перекрытию (учитывающие влияние флуктуаций, акцеработы — исследовать влияние анионного замещения и пторную зону, перекрывающуюся с зоной проводимогидростатического давления на электрические и гальвасти, или изгиб валентной зоны), рассмотрены в [1–6].

номагнитные свойства кристаллов HgTe1-xSx в широком При уменьшении атомного номера аниона от теллудиапазоне составов (0 < x < 1) в интервале температур ра к сере в электронном спектре халькогенидов рту4.2–350 K в магнитных полях до 14 T.

ти растет абсолютная величина энергетической щели g = (6) - (8) между электронными зонами и 8, а также возрастают перекрытие зон t и кон1. Методика эксперимента центрация электронов, обусловленная им [1,4–6]. Поэтому температурные зависимости удельного сопротиКристаллы HgTe1-xSx были синтезированы сплавлевления этих кристаллов существенно различаются: в нием высокочистых компонентов (99.9999%). Состав HgTe оно падает с ростом температуры, что характерно образцов определялся рентгеноспектральным методом с для полупроводника с нулевой запрещенной зоной, а в помощью спектрометра ”Superprobe-JCXA-733”. ИсслеHgSe и -HgS — имеет типичный полуметаллический довались кристаллы с содержанием серы x = 0.042;

ход [1,4–6].

0.094; 0.139; 0.203; 0.271; 0.296; 0.397; 0.482; 0.60. ОбразЗамещение атомов Te и Se в анионной подрешет- цы для гальваномагнитных измерений изготавливались в ке HgTe и HgSe атомами серы должно изменять форме параллелепипедов размером 0.5 0.5 5 mm.

электронную структуру исходных фаз и соответствен- Токовые контакты припаивались индием к торцам парално концентрацию электронов и характер зависимости лелепипеда, а потенциальные — к боковым граням.

(T ) [5,6]. Действительно, исследования кристаллов Константа Холла R и поперечное магнитосопротисистемы HgSe1-xSx показали рост концентрации и па- вление MR измерялись в постоянном магнитном поле дение подвижности электронов с увеличением x [7,8] до 14 T, создаваемом с помощью соленоида ”Oxford при качественном совпадении электрических свойств в Instruments” [15]. Эксперименты при гидростатичеВлияние давления и анионного замещения на электрические свойства кристаллов HgTeS Рис. 1. Зависимости удельного сопротивления образцов HgTe1-xSx от температуры (a, b) и гидростатического давления (c):

a — при атмосферном давлении для x: 1 — 0.042; 2 — 0.094; 3 — 0.139; 4 — 0.203; 5 — 0.297; 6 — 0.396; 7 — 0.482; 8 — 0.60;

b — для образца с x = 0.203 при фиксированном гидростатическом P, GPa: 1 — 0.887; 2 — 0.505; 3 — 0.256. На вставке — фрагмент зависимостей для образца x = 0.139 при P, GPa: 1 — 0.31; 2 — 0.57; 3 — 0.84; 4 — 0.89; c —при T = 293 K для x:

1 — 0.094; 2 — 0.139; 3 — 0.203; 4 — 0.271; 5 — 0.396; 6 —0.6.

ском давлении P = 0-1.2 GPa проводились в каме- 2. Полученные результаты рах ”поршень–цилиндр”, изготовленных из немагнитных титановых сплавов. Величины P в керосино-масляной Температурный коэффициент (T ) исследуемых крисмеси (1: 1) измерялись манганиновым манометром состаллов с ростом содержания серы изменял знак вблизи противления с точностью 0.01 GPa. В целом методика x 0.2-0.27 (рис. 1). У образцов с x 0.04-0.1 (T ) измерений была такой же, как при исследованиях криимеет характерный для бесщелевых полупроводников сталлов системы HgSeS [8]. Термоэлектрические измерост с понижением температуры до 40 K, а затем рения кристаллов в диапазоне 0–3.5 GPa проводились с почти не меняется [1–5]. У кристаллов с x = 0.3-0.6тииспользованием стальных камер типа ”Тороид” [16] с пичный полуметаллический ход (T ) =0 +1T, где твердой передающей давление средой (пирофиллит), где и 1 — константы. Аналогичное изменение зависимости P с погрешностью 10% определялось из градуировоч- (T ) наблюдалось в кристаллах системы HgTe1-xSex, где ной зависимости, построенной по фазовым переходам смена знака температурного коэффициента происходила в реперных веществах Bi, CdSe и др. [8,9]. Относи- при более высоких значениях x 0.6 [18]. Для x = 0.тельная погрешность измерений термоЭДС составляла первый тип зависимости при T > 265 K сменялся 20% [9,10]. Изменение геометрических размеров слабым ростом (T ) (рис. 1). При гидростатическом образцов с давлением [17] не учитывалось. давлении переход от полупроводниковой к полуметал2 Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 212 В.В. Щенников, А.Е. Карькин, Н.П. Гавалешко, В.М. Фрасуняк Параметры образцов HgTe1-xSx при атмосферном давлении x 0.042 0.094 0.139 0.203 0.271 0.296 0.397 0.482 0.n0, 1018 cm-3 -3.9 -2.7 -1.0 +0.15 +0.49 +1.0 +1.1 +2.3 +4.(B = 12 T) S, mV·K-1 -0.16 -0.17 -0.15 -0.11 -0.09 -0.08 -0.07 -0.07 -0.B0, T - - - - -93 38 29 - B1, T - - - - -172 189 211 - µ0, m2V-1s-1 - - - 5.0 6.0 2.8 2.6 1.2 0.-µh, m2V s-1 0.08 0.085 0.09 0.15 - - - - (T = 4.2K) — значение получено экстраполяцией данных MR при T = 77 K.

лической зависимости (T ) сдвигался к меньшим T, так подгонялись к теоретическим путем варьирования что в образце с x = 0.14 он также начинал проявляться параметров n0 и A = 4Ac · Av. Для всех образцов было при P > 0.5GPa (рис. 1, b). Аналогичные зависимости принято, что Eg 0 [1–6,17]. Когда не удавалось описать (T ) для полуметаллических кристаллов с x 0.27 под экспериментальные кривые двухзонной моделью, действием P до 1 GPa качественно не изменялись. учитывался вклад носителей заряда от трех зон. В Барические зависимости при комнатной температуре были приблизительно одинаковы для полупроводниковых и полуметаллических образцов: наблюдался слабый рост от P до 1-1.2GPa (рис. 1, c).

Эффект Холла полупроводниковых образцов с x = 0.04-0.14 менял знак как с понижением температуры при B = 12 T, так и с ростом магнитного поля при T = 4.2K (рис. 2). Такое поведение, наблюдавшееся ранее в HgTe [1,4,5,17], показывает, что в проводимости участвуют не только электроны зоны проводимости, но и дырки валентной зоны 8. Для описания экспериментальных зависимостей использовалась стандартная модель двухзонного полупроводника с примесями [19] n0 n0 2 Eg 1/n = + +(4ACAV )2 exp -, 2 2 kT n0 n0 2 Eg 1/p = - + +(4ACAV )2 exp -, (1) 2 2 kT где n, p — электронная и дырочная концентрации, n0 — разность концентраций доноров и акцепторов, Eg — термическая запрещенная щель в электронном спектре, Ac, Av — плотности состояний в зоне проводимости и валентной зоне. Для HgTe (Eg 0) выражение (1) применимо в области собственной проводимости при T > 60 K [1,5]. При вкладах нескольких зон кинетические коэффициенты имеют вид [20] R R =, +( R2 B) =, +( R2 B) i RiiРис. 2. Зависимости константы Холла от температуры в =, R2 =, (2) 1+(RiiB)2 i 1+(RiiB)2 магнитном поле B = 12 T (a) и от магнитного поля при i T = 4.2K (b) для образцов HgTe1-xSx с содержанием серы где i и Ri — проводимость и константа Холла x: 1 — 0.042; 2 — 0.094; 3 — 0.139; 4 — 0.203; 5 — 0.271;

индивидуальных зон. Зависимости R(B) и R(T ) 5 — 0.297; 6 — 0.396; 7 — 0.482; 8 — 0.60.

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. Влияние давления и анионного замещения на электрические свойства кристаллов HgTeS Рис. 3. Зависимости поперечного магнитосопротивления образцов HgTe1-xSx от магнитного поля B при T = 4.2K (a, b) и T = 293 K (c, d); содержание серы x: 1 — 0.203; 2 — 0.271; 3 — 0.482 (a); 1 — 0.042; 2 — 0.094; 3 — 0.297; 4 — 0.396;

5 —0.60 (b); x = 0.203 при гидростатическом P, GPa: 1 — 0.165; 2 — 0.293; 3 — 0.515; 4 — 0.887; 5 — 0.924 (c). На вставке — при T = 77 K и P, GPa: 1 — 0.256; 2 — 0.505; 3 — 0.887. x = 0.139 при P, GPa: 1 — 0.086; 2 — 0.311; 3 — 0.572; 4 — 0.84;

5 — 0.885 (d). На вставке —при T = 77 K.

результате были оценены параметры носителей заряда уменьшение R(T ) при высоких температурах отражаисследованных образцов (см. таблицу). Подгонка ет рост концентрации собственных носителей заряда 3/кривых (T ) (рис. 1) по формулам (1), (2) приводила к ni T [1–6], когда она превышает концентрацию значениям параметров n0 и A, отличающимся на 20% примесных электронов. При низких температурах, когда от полученных из эффекта Холла. ni имеет меньшую величину, R(T ) не меняется [1–5]. В Экспериментальные зависимости R полуметалаличе- образце с x = 0.20, где нет насыщения R(T ), концентраских образцов (x 0.27) описываются при учете ция примесных электронов, очевидно, мала. Инверсия одной зоны. В этих кристаллах n растет с повышени- знака R у образцов с x = 0.04-0.14 показывает, что ем содержания серы, что согласуется с более высокой доминирующими носителями заряда в поле 12 T (при концентрацией электронов в кубической фазе HgS по T = 4.2K) становятся дырки. В слабом поле преобласравнению с HgTe [5,6]. В полупроводниковых образцах дающим остается электронный вклад.

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 214 В.В. Щенников, А.Е. Карькин, Н.П. Гавалешко, В.М. Фрасуняк То, что проводимость в полупроводниковых (x 0.20) и полуметаллических (x 0.27) образцах при низких температурах осуществляется носителями заряда разных зон, видно из полевых зависимостей MR (рис. 3).

В полуметаллических образцах благодаря высокой подвижности электронов наблюдался сильный эффект MR.

В слабых полях эффект был квадратичным, а затем приобретал линейную зависимость от B. При 4.2 K в этих кристаллах наблюдались квантовые осцилляции Шубникова–де Гааза (рис. 3, b). В полупроводниковых образцах MR имело слабую параболическую зависимость от B (рис. 3). Для подгонки экспериментальных кривых MR использовались следующие выражения [5,8,20]:

(B) =1(B)(1 + 2(B)), (3) где 1(B) — монотонная зависимость (2), а 2(B) — осциллирующая добавка 2(B) =g · exp(-B1/B) sin(B0/B + ), (4) учитывающая зависимость амплитуды осцилляций от магнитного поля и их периодичность [5,20,21]. Здесь g, B1, B0, — подгоночные параметры. Параметр B1 отвечает за тепловое и обусловленное дефектами размытие осцилляций; из их периода B-1, определяемого сечением поверхности Ферми в плоскости, перпендикулярной магнитному полю SF = 2eB0/h, были оценены значения электронной концентрации, которые для исследованных образцов совпадали с данными эффектами Холла (см.

таблицу).

Рис. 4. Зависимость электронной подвижности у образцов В интервале 77–300 K измерения MR были проведены HgTe1-xSx от температуры (a) и гидростатического давления при гидростатическом сжатии. У образцов с x = 0.203 и (b). a — при атмосферном давлении; точки — эксперимен0.139 MR увеличивалось с ростом P (рис. 3, c, d). Из дантальные значения холловской подвижности, кривые — аппрокных эффекта Холла (рис. 2) следует, что проводимость в симация (см. текст); номера кривых соответствуют тем же первом из них осуществляется в основном электронами, значениям x, что и на рис. 1, штриховая кривая — подгонка а у второго при низких T есть также дырочный вклад.

по значениям µ, оцененным из магнитосопротивления для Оцененные из MR при высоких T значения подвижно- x = 0.203 (темные треугольники). b — при T = 293 K (светлые символы) и T = 77 K (темные символы) для образцов стей электронов µ для этих образцов согласуются с с x = 0.203 (треугольники) и x = 0.149 (кружки).

холловскими µH = R/ (рис. 4, a, b) с учетом вероятных механизмов рассеяния на оптических или акустических колебаниях решетки [20,21]. При азотных температурах значения µ из MR для кристалла с x = 0.14 (рис. 4, b) Парциальные вклады электронов и дырок в эффекты ниже электронной подвижности; они характеризуют сумХолла и MR существенно различаются: MR определяется марный вклад в эффект и электронов, и дырок (при наиболее подвижными носителями (в данном случае — равенстве концентраций — µ (µh/µe)1/2 [21]).

электронами), аR — носителями с высокой концентрациУ полуметаллических образцов HgTeS, как и у ей и проводимостью [20,21]. При 4.2 K в поле B = 12 T у HgSeS [8], µH = R/ во всем интервале температур -образцов с x = 0.042 и 0.094 значения µH в 50 раз хорошо описывалась зависимостью µH =(µ0 +aT2)-1, ниже µ0 электронов в полуметаллических кристаллах где a — константа (рис. 4). Используя отношение (см. таблицу), они характеризуют подвижность дырок подвижностей, полученных из MR при азотных и ком(R > 0) и тяжелых электронов (при B 0). В [18] натных T (рис. 3, d), можно экстраполировать высокоотношение подвижностей дырок и электронов b = µh/µe температурный участок µH(T ) для x = 0.203 в область низких T ; зависимость от T в этом и остальных полу- в HgTe при анализе эффекта Холла в поле 1T аппроксимировалось выражением b(T ) = 20 + 0.06 T.

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.