Диссертация (1102573), страница 18

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 18)

В этом случае зависимость обратного времени релаксации фазы волновой функцииот температуры определяется выражением (1.40). Теоретическое и экспериментальное значениякоэффициента для пленки R2 представлены в таблице 3.2. Теоретическое значение более чем втри раза превышает коэффициент, полученный при аппроксимации зависимости τφ-1(T)линейной зависимостью от температуры (Cэкспер).

Следует отметить, что в пленке R2 величинаLT в температурном интервале (4,2-27К) составляет 25 -10 нм, что сопоставимо с Lφ = 53нм21нм, и дополнительно указывает на близость данных пленок к порогу локализации.R2400 нс60020000102030T, KРисунок 3.18 Зависимость τφ-1 от T для пленки R2. Точки – величины обратноговремени релаксации фазы волновой функции, полученные при аппроксимациимагнетопроводимости выражением (3.22)С другой стороны величина LT сравнима с толщиной пленки, а значит, размерностьпленки близка к двумерной по отношению к электрон-электронному взаимодействию.

Вдвумерных системах температурная зависимость обратного времени релаксации фазы волновойфункции за счет электрон-электронного взаимодействия определяется выражением (1.38) [87].Значение коэффициента, рассчитанного по формуле (1.38), представлено в таблице 3.2 инаиболее близко к величине Cэкспер. Таким образом, наблюдаемая линейная зависимостьобратного времени релаксации фазы волновой функции вероятнее всего обусловленадвумерностью пленки по отношению к электрон-электронному взаимодействию.На рисунке 3.19 (а,б) представлена зависимость обратного времени релаксации фазыволновой функции от температуры для пленки ITORT в координатах τφ-1 – T3/2 (а) и τφ-1 – T2 (б).Коэффициентпропорциональности,полученныйприаппроксимациитемпературнойзависимости обратного времени релаксации фазы волновой функции зависимостью T3/2, в 49840 , нс-1ITORT(a)2000501003/21503/2T ,KITORT(б) , нс-140200020040060028002T,KРисунок 3.19 (а) Зависимость τφ-1 от T3/2 , (б) зависимость τφ-1 от T2 для пленкиITORT.

Точки – величины времен релаксации фазы волновой функции,полученные при аппроксимации магнетосопротивления выражением (3.22)раза больше теоретического значения. Столь значительное отличие наблюдалось также в работе[118], в которой, однако, теоретический коэффициент был больше экспериментального. Приэтом из сравнения рисунков 3.19 (а) и (б) видно, что температурная зависимость τφ-1 (Т) дляITORT может быть также описана квадратичной завиcимостью. Согласно [115] вразупорядоченных металлах появляется дополнительный канал электрон-фононного рассеянияза счет рассеяния электронов на колебаниях примесей и дефектов. В квазибаллистическомрежиме (=ℏl > 1 , где u – скорость звука, l – длина свободного пробега) времярелаксации фазы волновой функции квадратично зависит от температуры и задается99выражением (1.44). Считая, что в In2O3:Sn ut ≈2400 м/с [138], для оценки произведения qTl притемпературе T получим qTl~1.4T.

Таким образом в диапазоне температур, в которомпроводилось исследование температурной зависимости магнетосопротивления в пленке ITORT,применимо выражение (1.44). В таблице 3.2 представлены экспериментальное и теоретическирассчитанное значение коэффициента пропорциональности между обратным временемрелаксации фазы волновой функции и абсолютной температурой. Для оценок использовалосьзначение плотности оксида индия ρITO=7100 кг/м3[138]. Видно, что теоретическое значениекоэффициентаменьшеэкспериментальногопримернов14раз.Эторасхождениетеоретического и экспериментального коэффициентов значительно больше, чем получено дляэлектрон-электронного механизма релаксации фазы.

Поэтому электрон-электронный механизмрелаксации представляется более вероятным. Отметим, что большое отличие теоретическирассчитанного и экспериментально определённого времени релаксации фазы волновойфункции для плёнок In2O3:Sn наблюдалось и в работе [118]. Причина расхождения остаётсянеясной. В отличие от работы [118] для исследованных в данной работе плёнок ITORTэкспериментальное время релаксации фазы меньше теоретического, что означает болеебыструю релаксацию фазы, чем предсказывает теория.Таким образом, характер температурных зависимостей обратного времени релаксациифазы волновой функции указывает на то, что основным механизмом релаксации фазы волновойфункции электронов в исследованных плёнках является электрон-электронное взаимодействие.Вместе с тем полученные значения времен релаксации фазы волновой функции заметно меньшепредсказываемых современными теоретическими моделями. Наблюдаемое количественноерасхождение может быть обусловлено вкладом от других механизмов релаксации, в том численеаддитивным.100Глава 4.

Влияние легирования кобальтом на проводимость игальваномагнитные свойства пленок ZnO4.1. Температурная зависимость сопротивления и эффект Холла в пленках ZnO:CoСогласно литературным данным, легирование пленок ZnO примесью Co существенновлияет на электрофизические свойства пленок ZnO, несмотря на то, что Co находитсяпреимущественно в состоянии 2+, то есть является электрически неактивным. В работе былоисследовано влияние легирования кобальтом на электрофизические и гальваномагнитныесвойства пленок оксида цинка. Согласно данным спектроскопии рентгеновского поглощениядля исследованных плёнок ZnO:Co, при легировании оксида цинка атомы Сo, замещают атомыZn в регулярных позициях вюрцита и находятся в состоянии 2+. Ионы Co в состоянии 2+ имеюттри неспаренных электрона на d-оболочке и обладают ненулевым полным спином, поэтомуэнергия их взаимодействия с электронами проводимости должна зависеть от ориентацииспинов последних.Измеренные температурные зависимости сопротивления пленок ZnO:Co существеннозависят от условий осаждения плёнок.

Так на рисунке 4.1 показана температурная зависимостьмОм*смсопротивления для пленок, синтезированных в условиях пирогидролиза.1000CoRW1CoRW2100050100150200250300T, KРисунок 4.1 Температурные зависимости сопротивления пленок ZnO:Co,синтезированных в условиях пирогидролиза [127]Сопротивление пленок достаточно резко возрастает при понижении температуры на всемисследованном интервале температур от 300 до 4,2 К.Измеренное удельное сопротивление больше у пленок с более высоким содержанием101кобальта. При температурах ниже 40-50К температурная зависимость сопротивления пленок,синтезированных в условиях пирогидролиза, может быть описана законом Мотта дляпрыжковой проводимости с переменной длиной прыжка для трехмерной системы (1.13).

Нарисунке 4.2 представлены температурные зависимости сопротивления пленок ZnO:Co,синтезированных в условиях пирогидролиза, в координатах lnρ-(T-1/4). Аппроксимациятемпературных зависимостей сопротивления выражением (1.13) даёт значение параметра Т0=89086 К для плёнок RW1 и Т0= 1104 К для пленок RW2.CoRW1ln(мОм*см8CoRW260,30,40,5-1/40,60,7-1/4T ,KРисунок 4.2 График температурной зависимости сопротивления пленок ZnO:Co,синтезированных в условиях пирогидролиза, в координатах lnρ-T-1/4 [127,130]Наблюдаемые температурные зависимости сопротивления указывают на прыжковыймеханизм проводимости. При этом сопротивление плёнок и величина параметра T0, ссодержанием кобальта на 0,4 % больше, чем в плёнках с содержанием кобальта 1,9 %,синтезированных в условиях пирогидролиза.

[127]Удельное сопротивление плёнок ZnO:Co, синтезированных в окислительных условиях, иего температурная зависимость существенно зависят от содержания кобальта (рисунки 4.3-4.4).Сопротивление нелегироварованных пленок ZnO мало меняется в температурном интервале от293К до 25К и слабо возрастает при понижении температуры ниже 25К. При увеличениисодержания кобальта увеличение сопротивления при понижении температуры становится болеерезким, особенно в области низких температур [127].

Так для пленки CoR3, в которойконцентрация кобальта составляет 7,1 ат.%, сопротивление возрастает при понижениитемпературы на всем измеренном интервале температур. При понижении температуры ниже14К сопротивление пленки достигало 100 МОм, что делало затруднительным исследование102электрофизических свойств данной пленки при гелиевых температурах. Различный характертемпературной зависимости сопротивления указывает на различный механизм переноса зарядав пленках с разным содержанием кобальта. При аппроксимации температурных зависимостейсопротивления для пленок CoR1 и CoR2 в области низких температур законом Мотта длятрехмерных систем получающиеся значения параметра T0 соответственно равны T0=14K иT0=4220K. Значение параметра T0 для пленок CoR1 с наименьшим содержанием кобальтасопоставимо со значениями температур, при которых оценивался параметр T0, что ставит подсомнениеприменимостьзаконаМоттадляописаниятемпературнойзависимостисопротивления в этих пленках.1000000100000CoR3мОм*см100001000100CoR2CoYCoR01010CoR150100150200250T, KРисунок 4.3 Температурные зависимости сопротивления пленок ZnO:Co,синтезированных в окислительных условияхВ то же время полученное значение параметра T0 для плёнок CoR2 согласуется с прыжковымпереносом электронов в данных плёнках при низких температурах.

Для пленок CoY приаппроксимации температурной зависимости сопротивления законом Мотта на температурноминтервале 50-4.2К полученное значение параметра T0 составило T0=5К, что также указывает нанеприменимость закона Мотта для описания температурных зависимостей сопротивленияданных плёнок. Температурная зависимость сопротивления пленки CoR3 с наибольшимсодержанием кобальта хорошо аппроксимируется законом Мотта в интервале температур 9314К, полученный параметр T0 составлял 174210К. Эти данные указывают на преобладаниепрыжкового механизма переноса электронов в данных плёнках. Таким образом, при увеличениисодержания кобальта в пленках ZnO:Co расширяется температурный диапазон, в которомтемпературные зависимости описываются законом Мотта.

В то же время слабая зависимость103сопротивления от температуры в области высоких температур, особенно для плёнок ссодержанием Co менее 6 ат. %, может указывать на перенос носителей заряда по15ln(мОм*см)CoR3CoR2CoY5CoR10,30,40,5-1/40,60,7-1/4T ,KРисунок 4.4 График температурной зависимости сопротивления пленок ZnO:Co,синтезированных в окислительных условиях, в координатах lnρ-T-1/4делокализованным состояниям в зоне проводимости и близость уровня Ферми к зонепроводимости. Это согласуется с результатами измерений эффекта Холла при температурахвыше 77К.

Характеристики

Список файлов диссертации