Диссертация (1102573), страница 19

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

Текст из файла (страница 19)

При этих температурах зависимость э.д.с. эффект Холла от магнитного поляпрактически линейна в интервале магнитных полей до 0.7 Тл. Для плёнки с нулевымсодержанием кобальта в диапазоне температур от 4,2 К до 294К коэффициент Холла почти независит от температуры. Коэффициент Холла практически не меняется при изменениитемпературы от 294 до 77К для плёнок CoR1 и CoY и составляет 0,57см3/Кл и 4,16 см3/Кл. Припонижении температуры от 25 до 4,2К для плёнок CoR1 и CoY наблюдается увеличениекоэффициента Холла. В качестве примера на рисунке 4.4 представлены зависимостихолловской компоненты сопротивления плёнки CoR1 от магнитного поля при температуре 4,2Ки 22К.

Видно, что для обеих температур зависимость практически линейная в магнитных поляхдо 5Тл, но наклон заметно больше для температуры 4,2К. Значение коэффициента Холла дляплёнки CoR1 увеличивается от 0,57 см3/Кл при 22К до 0.78 см3/Кл при 4,2К. Сопоставимоеувеличение коэффициента Холла наблюдается и для плёнки CoY. В плёнке CoR2 коэффициентХолла ещё более значительно увеличивается при понижении температуры.

Так при температуре300 К коэффициент Холла равен 0,93 см3/Кл , а при температуре 77К коэффициент Холла равен2,3 см3/Кл. Таким образом для плёнок, синтезированных в окислительных условиях,104наблюдается тенденция усиления температурной зависимости коэффициента Холла приувеличении содержания кобальта. Наблюдаемое увеличение коэффициента Холла припонижении температуры указывает на уменьшение концентрации наиболее подвижныхносителей заряда.

В то же время формальный расчёт концентрации и подвижности электроновпо формулах для вырожденного электронного газа (2.3-2.4) приводит к значениям kFl<1. Такимобразом критерий Иоффе-Регеля во всех пленках оксида цинка, легированного кобальтом, невыполняется.xy, Ом*м0,000014.2 K22K0,00000012345B, TлРисунок 4.6 Эффект Холла для пленки CoR1 при разных температурахСледовательно, квазиклассическое описание электропроводности и основанная на нём формуладля определения концентрации электронов из эффекта Холла (2.3-2.4) неприменимы.

Этоособенно существенно для плёнок CoR3, CoRW1, CoRW2, в которых наблюдается закон Мотта,так как в области действия закона Мотта коэффициент Холла не связан непосредственно сконцентрацией электронов.Согласно модели, представленной в работе [69], рост удельного сопротивления пленокпри увеличении концентрации магнитной примеси может быть обусловлен увеличениемэнергии активации электронов, локализованных на донорных уровнях, и уширениемраспределения донорных уровней по энергиям из-за обменного взаимодействия и хаотичногорасположения примеси кобальта. Таким образом, наблюдаемое при увеличении содержания Coизменение температурных зависимостей сопротивления и эффекта Холла для плёнок,синтезированных в окислительных условиях, согласуется с моделью, предложенной в работе[69].Для плёнок, синтезированных в условиях пирогидролиза, наблюдается скорее105противоположная тенденция - удельное сопротивление плёнок с большим содержаниемкобальта меньше, а температурная зависимость сопротивления более слабая.

Однако, согласноданным рентгеновской дифракции плёнки, синтезированные в условиях пирогидролиза,являются поликристаллическими или частично аморфными, в отличие от практическиэпитаксиальных плёнок, синтезированных в окислительных условиях,.Наблюдение в данных плёнках закона Мотта в широком диапазоне температур указываетна сильную локализацию носителей заряда даже при содержании кобальта менее 1%.

Этиданные указывают на то, что удельное сопротивление плёнок, синтезированных в условияхпирогидролиза, и его температурная зависимость определяются в большей степенинеупорядоченностью структуры плёнок, а не примесью кобальта.4.2 Положительное магнетосопротивление в пленках ZnO:CoВ исследованных плёнках оксида цинка, легированного кобальтом, синтезированных вокислительных условиях, при низких температурах наблюдается большое положительноемагнетосопротивление.

Так на рисунке 4.5 представлено магнетосопротивление плёнок CoR1,CoR2, CoR3, измеренное при разных температурах [122, 127,131].В сильных магнитных полях наблюдаемое положительное магнетосопротивлениенасыщается или переходит в отрицательное. Величина магнетосопротивления растет приувеличении содержания кобальта. Согласно полученным данным, при повышении температурывеличинаположительногомагнетосопротивленияуменьшаетсяиприопределеннойтемпературе магнетосопротивление становится отрицательным (рисунок 4.5) [122,127, 131].Похожее положительное магнетосопротивление наблюдалось и для пленки CoRW2,синтезированной в условиях пирогидролиза (рисунок 4.6) [127,130,]. В пленках CoRW1 ссодержаниемСо0.4%,притемпературахвыше22Кнаблюдалосьотрицательноемагнетосопротивление. При более низких температурах сопротивление данных пленокстановилось неизмеримо большим.

Как уже было отмечено в главе 1, большое положительноемагнетосопротивление в пленках ZnO, легированных атомами переходных металлов,наблюдалосьв ряде работ[72,73,75], однако,механизм появленияположительногомагнетосопротивления остаётся дискуссионным. На данный момент в литературе предложенонесколько моделей, объясняющих большое положительное магнетосопротивления в системах ссильной локализацией. Данные модели были подробно рассмотрены в главе 1.

Наблюдаемоебольшое положительное магнетосопротивление в пленках с прыжковым механизмом переносаносителей заряда (СoR2, CoR3, CoRW2), в которых наблюдался закон Мотта, былопроанализировано в рамках модели [69].106CoR1( а)0,24.2K7K0,111K16K0,0012345B, Tл1,5CoR2(б)4.2 K1,00,5x10 32 K0,0x10 42 Kx100 86 K012345B, Тл1,0CoR3(в)B)/(0)0,815K0,618K0,427K0,20,0012345B, TлРисунок 4.5 Магнетосопротивление пленок при разных температурах: (а)CoR1, (б) CoR2, (в) CoR3.1070,15/4.2K7K0,100,0512 K0,0018K26 K012345B, T лРисунок 4.6 Магнетосопротивление при разных температурах для пленки CoRW2В данной модели обменное взаимодействие между локализованными электронами,участвующими в прыжковом переносе заряда по локализованным состояниям, и неспареннымиэлектронами ионов магнитной примеси приводит к уменьшению плотности локализованныхсостояний на уровне Ферми в магнитном поле.

В рамках модели рассматривается плотностьэлектронных состояний, описываемая Гауссовой функцией с характерной шириной σ. Дляизменения ширины плотности состояний в магнитном поле в работе [69] было полученовыражение(1.24).Дляэкспериментальногоопределениязависимостиотносительногоизменения ширины плотности электронных состояний от магнитного поля был предложенметод масштабирования [69].

С помощью данного метода на основе температурнойзависимости сопротивления, которая в области низких температур в исследованных пленках(СoR2, CoR3,, CoRW2) описывается законом Мотта, в соответствии с выражением (1.24) былавычислена зависимость ширины функции плотности состояний от магнитного поля. Дляпроверки применимости метода масштабирования вычисленные зависимости относительногоизменения ширины плотности электронных состояний от магнитного поля (σ(B, Т)/σ0) былипостроены в координатах от σ(B, Т)/σ0 -B/T.На рисунке 4.7 показан график зависимости σ(B, Т)/σ0 от B/T для пленки CoRW2.

Привычислении данных зависимостей был учтён вклад отрицательного магнетосопротивления,которое, как было отмечено выше, наблюдалось при достаточно высоких температурах. Припрыжковом переносе одним из наиболее вероятных механизмов отрицательногомагнетосопротивления является подавление магнитным полем интерференции электронов,которая уменьшает вероятность туннелирования (прыжка). Этот механизм должен действовать1081,104.2 K7K1,0512 K1,000,00,10,20,30,40,50,60,70,8B/T,(Тл/K)Рисунок 4.7 Зависимость σ(B)/σ0 от B/T для пленки СoRW2иприболеенизкихтемпературах,прикоторыхдоминируетположительноемагнетосопротивление.

Поэтому при вычислении зависимости относительного измененияширины плотности состояний от магнитного поля к наблюдаемому положительномумагнетосопротивлениюбылдобавленвкладотрицательногомагнетосопротивления,вычисленный по формуле (1.27) для прыжковой проводимости с переменной длинной прыжка.Для определения неизвестного коэффициента в формуле (1.27) была проведена аппроксимацияотрицательного магнетосопротивления при высоких температурах выражением (1.27). Приболеенизкихтемпературахкоэффициентпропорциональностимежду относительнымизменением сопротивления и магнитной индукцией пересчитывался в соответствии стемпературной зависимостью, определяемой выражением (1.28). Согласно [69] критериемприменимости метода масштабирования, развитого в работе [69], является совпадениезависимостей σ(B, Т)/σ0 от B/T для разных температур.

Для пленки CoRW2 при температурахниже 12 К и пленки CoR3 при температурах ниже 27 К зависимости σ(B)/σ(0) от B/T хотя и несовпадают, но лежат достаточно близко. Эти зависимости представлены на рисунках 4.7-4.8.Таким образом, метод масштабирования может быть применён к плёнкам CoR3 и CoRW2для по крайней мере для оценочного расчёта относительного изменения ширины функцииплотности состояний в магнитном поле.Для дальнейшего анализа рассчитанных зависимостей Δσ(B)/σ(0) была проведенааппроксимация (σ(B)/σ(0))2 полиномом второй степени по магнитной индукции. В результатебыли получены значения безразмерных параметров γ1, γ2 в выражении (1.24) и проведенаоценка радиуса локализации по формуле (1.25) [69]:1091,2015 K1,151,1018 K1,0527 K1,000,00,10,20,3B/T, (Tл/K)Рисунок 4.8 Зависимость σ(B)/σ0 от B/T для пленки СoR3=(где=−∙∙..) ,, α – константа обменного взаимодействия, J – орбитальный моментколичества движения, dEc/dx – изменение положения дна зоны проводимости при изменениисодержания кобальта, ( ∙ ) – концентрация атомов магнитной примеси.

Характеристики

Список файлов диссертации