WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

проводниковых кристаллах, как и в полуметаллических, описывается приведенной выше формулой (рис. 4). Зна- Величины µH в 1.5 раз выше оцененных из MR, что чения R/ отклоняются от этой кривой при низких T, соответствует расчетному соотношению при рассеянии когда заметный вклад в эффект Холла вносят дырки. на ионах примесей [21].

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. Влияние давления и анионного замещения на электрические свойства кристаллов HgTeS жение для S имеет вид [20,21] S =(n/Sn + p/Sp), (5) где n и p — электронная и дырочная проводимости, = n + p полная электропроводность, Sn = k/e(gn+/kT ) и Sp = k/e(gp+p/kT ) —электронная и дырочная составляющие, S, и p — соответствующие химпотенциалы, gn и gp — коэффициенты, определяемые параметрами рассеяния электронов и дырок [20,21]. В образцах с x 0.042 S(P) убывает по абсолютной величине. При определенном P у полупроводниковых кристаллов S меняет знак, что указывает на возрастание дырочного вклада в проводимость. В HgTe уменьшение |S| при гидростатическом P до 1.2 GPa наблюдалось в [22], где сохранялся электронный знак S, что может быть связано с высокой концентрацией электронов. В кристаллах HgCdTe при исследовании эффекта Холла также отмечалось возрастание дырочного вклада в проводимость под действием P, причем он усиливается в образцах с g > 0 [23]. У полуметаллических кристаллов абсолютные значения S незначительно возрастали под действием P. Наблюдаемое уменьшение |S| с повышением содержания серы коррелирует с установленным из эффекта Холла (рис. 2) ростом концентрации электронов и соответствующим снижением |S| [20,21].

Резкий рост при 0.8–0.15 GPa соответствует началу структурного перехода в фазу киновари [9,10,24–30] (рост |S| проявляется при более высоком P из-за шунтирования включениями исходных фаз [31]). Сопротивление новой фазы растет с увеличением x, поскольку возрастает ширина запрещенной зоны [1,5,6,9,10], а S имеет притивоположные знаки у ”полупроводниковых” (x 0.20) и ”полуметаллических” (x 0.27) образцов.

Дырочный тип проводимости у фаз высокого давления HgTe и сплавов на его основе подтверждается данными эффекта Холла [26–28].

Давление, при котором начинается структурный переход, уменьшается с ростом x. Согласно теоретическим расчетам [32] и данным эксперимента для соединений на основе HgTe [25–30], замещение атомов в анионной подрешетке кристаллов A2B6 меньше влияет на P фазового перехода, чем замещение катионов. Отметим также, что катионное и анионное замещение в кристаллах на основе HgTe слабее влияет на величину давления фазового перехода в структуру киновари (данные настоящей работы Рис. 5. Зависимость сопротивления (a) и термоЭДС (b) и [9,10,28.33]), чем аналогичное замещение в кристаллах образцов HgTe1-xSx от квазигидростатического давления при на основе HgSe, где оно увеличивается или снижается температуре T = 293 K; содержание серы x: 1 — 0.203;

более чем вдвое [7,10,25]. В твердой среде из-за наличия 2 — 0.297; 3 — 0.396; 4 — 0.482; 5 — 0.60 (a); 1 — 0;

сдвиговых напряжений фазовый переход начинается при 2 — 0.042; 3 — 0.094; 4 — 0.139; 5 — 0.203; 6 — 0.297;

меньшем P, чем в гидростатических условиях [24–30], 7 — 0.396; 8 — 0.482; 9 —0.60 (b). Кривые 1–5 взяты из где до 1 GPa исходная фаза стабильна (рис. 1, 5).

работы [9], точки — данные настоящей работы.

3. Обсуждение результатов Анионное замещение сильно влияет и на поведение Зависимость электрических свойств кристаллов термоЭДС S кристаллов HgTeS под давлением (рис. 5). HgTe1-xSx от состава хорошо согласуется с опытными При наличии электронного и дырочного вкладов выра- данными для HgTe и -HgS [3–6,11–14]. Из Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 216 В.В. Щенников, А.Е. Карькин, Н.П. Гавалешко, В.М. Фрасуняк оптических спектров кристаллов HgTe1-xSx следует, что зон t при переходе от HgTe к -HgS [1–6]. Возрастаэлектронные зоны монотонно сдвигаются с ростом x [13]; ние µ электронов под давлением (рис. 3,4) согласуется соответственно должны изменяться и электрические с уменьшением |g| и эффективной массы электронов, свойства. Кроме того, на кристаллическую и электрон- вытекающим из модели [1,4] и подтвержденным экспериную структуры влияет неупорядоченное распределение ментально (|g|/P = -0.12 eV/GPa) [1,4–6]. В полузамещающих атомов [34,35]. Так, в HgCdTe и HgZnTe проводниках с открытой щелью Hg1-gCdxTe (x 0.27) различие электронной конфигурации основных и и Hg1-xZnxTe (x = 0.15), имеющих обратное распозамещающих катионов, а также несоответствие их ложение зон 8 и 6, µ электронов, наоборот, уменьразмеров, согласно расчетам, приводят к расщеплению шается [28,33], так как g увеличивается с ростом P пика плотности состояний на дне зоны проводимости (g/P = ±0.12 eV/GPa) [1,4–6]. Поскольку концени в валентной зоне [34]. Концентрация вакансий в кри- трация собственных электронов в HgTe1-xSx с x 0.сталлах халькогенидов ртути может изменяться при ка- уменьшается с ростом P (из-за уменьшения эффективной тионном и анионном замещениях [35], что тоже должно массы), усиливается парциальный вклад в проводимость влиять на концентрацию примесных электронов [1,3–6]. ”примесных” электронов, что может служить объясЭкспериментальные зависимости указывают на три нением возрастания положительного наклона кривых типа носителей заряда, парциальный вклад в проводи- (T ) (рис. 1, c). Отметим, что происхождение зоны, мость которых определяется положением уровня хим- ответственной за ”примесные” электроны, пока не нашло потенциала. В образцах с x 0.14 при 4.2 K однозначного объяснения [1,4–6]. Вследствие этого в лежит в валентной зоне, и в электропроводности уча- кристаллах HgTe1-xSex не удалось в рамках модели ствуют дырки и тяжелые электроны (примесной зоны корректно описать аналогичное изменение зависимости или участка валентной зоны с положительной кривиз- (T ) с ростом x от полупроводниковой к полуметаллиной [1–6]). При комнатных температурах поднимается ческой [18].

в зону проводимости, обеспечивая вклад подвижных При комнатной T инверсия электронных зон 8 и электронов (рис. 1–3). При x 0.27 располо- 6 [1–6] определена по излому на барических зависижен в зоне проводимости, и носителями заряда, как мостях R в Hg1-gCdxTe с x 0.1 при P = 0, а в HgTe в системе HgSeS [8], являются электроны. Подгонка при P 0.9GPa [28]. Это согласуется с величиной и экспериментальных зависимостей позволила с разной барическим коэффициентом g [1–6]. Интересно, что степенью точности оценить параметры носителей за- термоЭДС HgTe вблизи этой точки меняет знак (см. [30] ряда. Эта процедура дала близкие значения µ(T ) для и рис. 5). В кристаллах HgCdxTe1-x и HgMgxTe1-x точка электронов в полупроводниковых и полуметаллических излома R(P) и смена знака S(P) с ростом x 0.кристаллах (рис. 4). С меньшей точностью оценены µ сдвигалась к P 0 в соответствии с уменьшением дырок и параметр n0, которой является отрицательным |g| 0 [28,30]. В системе HgTe1-xSx |g| растет с (преобладают акцепторы) при низких значениях x и увеличением x [5,6], и смена знака S, напротив, происположительным при x 0.2. Зависимость параметра ходит при более высоких P (рис. 5). Полуметаллические n0 от x коррелирует как с поведением R(B) и R(T ), так кристаллы HgTe1-xSx с x > 0.27 сохраняют электронный и с данными S(P), указывая на уменьшение дырочного знак S при варьировании P, T и B и по своим свойствам вклада в проводимость с ростом содержания серы. Па- (рис. 1–5) являются аналогами HgSe и HgSeS [7,8].

раметр A, пропорциональный величинам эффективных масс электронов и дырок, оценен из процедуры подгонки Список литературы лишь качественно. С ростом x он снижается (что соответствует уменьшению эффективной массы), достигая [1] И.М. Цидильковский. Бесщелевые полупроводники — номинимального значения для x = 0.27, где наблюдались вый класс веществ. Наука, М. (1986). 240 с.

наиболее высокие значения µ электронов. (В [12] мак[2] А.А. Абрикосов, С.Д. Бенеславский. ЖЭТФ 59, 10, симальное значение µ имел образец с x = 0.4). Оценка (1970).

параметров тяжелых электронов в данной работе может [3] Б.Л. Гельмонт, М.И. Дъяконов. ЖЭТФ 62, 2, 713 (1972).

быть сделана с большой погрешностью. [4] Б.Л. Гельмонт, В.И. Иванов-Омский, И.М. Цидильковский.

УФН 120, 3, 337 (1976).

Полученные для кристаллов HgTe1-xSx эксперимен[5] И.М. Цидильковский. Электроны и дырки в полупроводтальные зависимости от состава и давления в целом сониках. Наука, М. (1972). 640 с.

ответствуют принятой для халькогенидов ртути модели [6] Н.Н. Берченко, В.Е. Кревс, В.Г. Средин. Полупроводникоэлектронной структуры [1–6]. Так, рост концентрации вые твердые растворы и их применение. Воениздат СССР (рис. 2) и снижение подвижности электронов с увели(1982). 208 с.

чением x (рис. 4) можно объяснить возрастанием t и [7] В.В. Щенников, Н.П. Гавалешко, В.М. Фрасуняк, В.И. Осо|g|, а значит, и эффективной массы электронов [1,4,5].

тов. ФТТ 37, 8, 2398 (1995).

(Снижение µ частично может быть связано также с [8] В.В. Щенников, А.Е. Карькин, Н.П. Гавалешко, В.М. Фрарассеянием на неоднородно распределенных замещаюсуняк. ФТТ 39, 10, 1717 (1997).

щих атомах). Сдвиг n0 от x в область положительных [9] В.В. Щенников, Н.П. Гавалешко, В.М. Фрасуняк. ФТТ 37, значений соответствует ожидаемому росту перекрытия 11, 3532 (1995).

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. Влияние давления и анионного замещения на электрические свойства кристаллов HgTeS [10] V.V. Shchennikov, V.I. Osotov, N.P. Gavaleshko, V.M. Frasunyak. In: High Pressure science and techology / Ed by W.A. Trzeciakowski. World Scientific Publishing Co, Singapore (1996). P. 493–495.

[11] Е.И. Никольская, А.Р. Регель. ЖТФ 25, 8, 1347 (1955).

[12] Е.И. Никольская, А.Р. Регель. ЖТФ 25, 8, 1352 (1955).

[13] Б.Ф. Биленький, В.Г. Савицкий, А.К. Филатова. УФЖ 18, 10, 1729 (1973).

[14] R. Zallen, M. Slade. Solid State Commun. 8, 16, 1291 (1970).

[15] А.Е. Карькин, В.В. Щенников, Б.Н. Гощицкий, С.Е. Данилов, В.Л. Арбузов. ЖЭТФ 113, 5, 1787 (1998).

[16] L.G. Khvostantsev, L.F. Vereshchagin, N.M. Uliyanitskaya.

High Temp.-High Press. 5, 3, 261 (1973).

[17] A.J. Miller, G.A. Saunders, Y.K. Yogurtchu, A.E. Abey. Phil.

Mag. A43, 6, 1447 (1981).

[18] B.A. Lombos, E.Y.M. Lee, A.L. Kipling, R.W. Krawczyniuk.

J. Phys. Chem. Sol. 36, 11, 1193 (1975).

[19] W. Paul, D.M. Warschauer. In: Solids under Pressure. W. Paul, D.M. Warschauer / Ed. by McGraw-Hill Book company, Inc., N.Y.–London (1963).

[20] П.С. Киреев. Физика полупроводников. Высшая шк., М.

(1975). 584 с.

[21] К. Зеегер. Физика полупроводников. Мир, М. (1977). 615 с.

[22] C.C. Kwan, J. Basinsky, E. Burstain. Phys. Stat. Sol. (b) 48, 699 (1971).

[23] R. Piotrzkowski, S. Porowski, Z. Dziuba, J. Ginter, W. Giriat, L. Sosnowski. Phys. Stat. Sol. 8, K135 (1965).

[24] J. Blair, A.L. Smith. Phys. Rev. Lett. 7, 4, 124 (1961).

[25] И.М. Цидильковский, В.В. Щенников, Н.Г. Глузман. ФТТ 24, 9, 2658 (1982).

[26] G.D. Pitt, J.H. McCartney, J. Less, D.A. Wright, J. Phys. D:

Appl. Phys. 5, 7, 1330 (1972).

[27] J.H. Morissy, G.D. Pitt, M.K.R. Vyas. J. Phys. C: Solid State Phys. 7, 4, 113 (1974).

[28] S. Narita, M. Egawa, K. Suizu, M. Katayama, S. Mizukami. J.

Appl. Phys. 2, 3, 151 (1973).

[29] A. Lacam, J. Peyronneau, L.J. Engel, B.A. Lombos. Chem.

Phys. Lett. 18, 1, 129 (1973).

[30] В.В. Щенников, Н.П. Гавалешко, В.М. Фрасуняк. ФТТ 35, 2, 389 (1993).

[31] В.В. Щенников. ФММ 67, 1, 93 (1989).

[32] J.A. Majewski, P. Vogl. Phys. Rev. Lett. 57, 11, 1366 (1986).

[33] J.C. Gonthier, A. Raymond, J.L. Robert, R. Triboulet, J.P. Faurie. Semicond. Sci. Technol. 5, 3S, S217 (1990).

[34] S.-H. Wei, A. Zunger. Phys. Rev. B43, 2, 1662 (1991).

[35] M.A. Berding, A. Sher, A.-B. Chen. J. Appl. Phys. 68, 10, (1990).

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып.

Pages:     | 1 ||



© 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.