Диссертация (1102573), страница 21
Текст из файла (страница 21)
Данное отличие может быть обусловленокак разными условиями синтеза плёнок, так и отличием структуры плёнок, содержащих разныепримеси.[127,130]5.2 Электрофизические и гальваномагнитные свойства пленок In2O3:Sn, синтезированныхв условиях дефицита кислородаВ настоящее время считается, что проводимость нелегированного In2O3 обусловленадонорными дефектами, возникающими при недостатке кислорода. Поэтому можно ожидать,что концентрация электронов в плёнках оксида индия может быть дополнительно увеличена засчёт нестехиометрии по кислороду.
Для изучения вляиния недостатка кислорода напроводящие свойства плёнок In2O3:Sn в работе были исследованы пленки оксида индия,синтезированные методом магнетронного распыления из металлической мишени в атмосфере суменьшенным содержанием кислорода [124].Измерения температурных зависимостей сопротивления показали, что удельное сопротивлениеплёнок In2O3:Sn, синтезированных из металлической мишени в условиях недостатка кислорода,значительно больше сопротивления плёнок In2O3:Sn, синтезированных из оксидных мишеней изначительно сильнее зависит от температуры.
Так на рисунке 5.5 представлена температурнаязависимость сопротивления пленки In2O3:Sn, синтезированной в условиях дефицита кислорода.Сопротивление пленки быстро увеличивается при понижении температуры . Во вставке нарисунке 5.5 показан результат аппроксимации температурной зависимости сопротивления вобласти температур ниже 80К законом Мотта для двумерных систем.(1.13) Полученное врезультате аппроксимации значение параметра T0 составило 87К, что больше верхней границыинтервала температур, для которого была проведена аппроксимация. На основе выражения(1.14) был оценен радиус локализации.
В качестве оценки сверху для величины плотностиэлектронных состояний на уровне Ферми было использовано значение плотности состоянийдля двумерного электронного газа:1161,00,60ln (Ом смОм*см0,8-20,40,10,20,30,20,000,4-1/3T501001500,50,60,7-1/3(K)200250300T, K.Рисунок 5.5 Температурная зависимость сопротивления пленки ITO, синтезированной вусловиях дефицита кислорода. Во вставке – температурная зависимость в координатах lnρ – T1/3( )=∗[124]/ ℏ(5.1)где эффективная масса электрона в In2O3 m*=0.35m0, m0 – масса свободного электрона.Полученное значение радиуса локализации составляет rloc = 35 нм, что меньше, толщиныпленки (80 нм).
При этом средняя длина прыжка, вычисленная для данного радиусалокализации по формуле,=( )/(5.2)равна 95 нм, что больше толщины плёнки, и согласуется с двумерностью плёнки по отношениюк прыжковой проводимости. Отметим однако, что оценка радиуса локализации получена длязаведомо завышенной плотности состояний и поэтому является оценкой снизу [124].Температурнаязависимостьсопротивленияпритемпературениже20Каппроксимируется законом Шкловского-Эфроса (1.18) для прыжкового переноса с переменнойдлиной прыжка при наличии кулоновской щели вблизи уровня Ферми.
Значение параметра TES,полученное при аппроксимации температурной зависимости сопротивления выражением (1.18),составляет TES = 20 K. При этом для величины радиуса локализации из выражения (1.19)получается оценка rloc = 95 нм. Такая оценка величины радиуса локализации согласуется сдвумерностью плёнки по отношению к прыжковой проводимости, так как радиус локализациипревышает толщину пленки. Полученные значения радиуса локализации электроновзначительно больше эффективного боровского радиуса доноров в оксиде индия aB= 1.3 нм.117Следовательно, локализованные состояния в пленках In2O3:Sn, между которыми происходятпрыжки, не связаны непосредственно с донорными дефектами [124].При низких температурах в плёнках In2O3:Sn, синтезированных в условиях недостаткакислорода, наблюдалось отрицательное магнетосопротивление.
На рисунке 5.6 представленызависимости удельного сопротивления от магнитного поля при разных температурах.0,8Ом*см4.2 K0,614 K0,440 K0,20123456B, ТлРисунок 5.6 Магнетосопротивление пленки ITO, синтезированной в условиях дефицитакислорода, при разных температурах [124]Приувеличениитемпературыот4,2до40Квеличинаотрицательногомагнетосопротивления уменьшается и при температурах выше 40К становиться неизмеримомалой [124]. Для проверки двумерного характера прыжковой проводимости была исследованазависимость магнетосопротивления от угла между плоскостью плёнки и направлением векторамагнитной индукции при 4.2К (рисунок 5.7). Наблюдаемое магнетосопротивление сильноанизотропно.
При увеличении угла между нормалью к поверхности пленки и вектороммагнитной индукции величина отрицательного магнетосопротивления уменьшается и принекотором угле переходит в положительное. Наблюдаемая угловая зависимость согласуется сдвумерным характером прыжковой проводимости [124]. Положительное магнетосопротивлениеможет быть обусловлено сжатием волновых функций в магнитном поле.
В случае, когдамагнитноеполенаправленопонормаликплоскостиплёнки,отрицательноемагнетосопротивление вносит основной вклад в магнетосопротивление. При ориентациимагнитного поля параллельно плоскости плёнки вклад отрицательного магнетосопротивленияблизоккнулюидоминируетположительноемагнетосопротивление.Наблюдаемоеотрицательное магнетосопротивление может быть обусловлено проявлением интерференцииэлектронов при туннелировании. В работе [78] было показано, что в интервале температур, в118котором наблюдается закон Шкловского-Эфроса, относительное изменение сопротивленияпропорционально квадрату магнитной индукции в слабых магнитных полях и пропорциональномагнитной индукции в более сильных магнитных полях (1.30-1.31).0,060=90 - вектормагнитной индукции Bперпендикулярен поверхностиобразца0,040,02=000,00-0,02=900-0,0401234B, TлРисунок 5.7 Угловая зависимость магнетосопротивления пленки In2O3:Sn, синтезированной вусловиях дефицита кислорода.
Каждая кривая соответствует повороту пленки на 150В таблице 5.2 представлены значения коэффициентов пропорциональности, полученные приаппроксимации относительного изменения магнетосопротивления линейной и квадратичнойзависимостью от магнитной индукции при 4,2 и 14 К. Аппроксимация магнетосопротивленияпри этих температурах показана на рисунке 5.8.Таблица 5.2 Значения коэффициентов пропорциональности, полученные при аппроксимацииотносительного изменения магнетосопротивления пленок In2O3:Sn, синтезированных вусловиях дефицита кислорода, по формулам (1.30-1.31)Gэкспер, Тл-1Fэкспер, Тл-2T=4.2K0,0250,017T=14K0,0130,006Согласно (1.30-1.31) температурная зависимость коэффициентов пропорциональностиимеет вид F- Т-3/2 ,G- Т-3/4 .
Видно, что отношение коэффициентов при 4,2К и 14 К для линейнойзависимости достаточно хорошо согласуется с предсказываемой температурной зависимостью,а для квадратичной отличается более чем в два раза. Полученное расхождение может бытьобусловленовкладомположительногомагнетосопротивлениявполноенаблюдаемое119отрицательное магнетосопротивление. Наличие этого вклада подтверждается данными угловойзависимости магнетосопротивления от направления вектора магнитной индукции (см. рисунок5.7).0,00,00~B14K(б)-0,1~B~B20123B)/B)/4.2K(a)~B2-0,05456012345B, ТлB, ТлРисунок 5.8 Экспериментальная и теоретические зависимости относительного изменениямагнетосопротивления для пленки In2O3:Sn, синтезированной в условиях недостаткакислорода, для 4,2К и 14КНа рисунке 5.8 видно, что переход от квадратичной к линейной зависимости от магнитногополя относительного изменения магнетосопротивления происходит в магнитных полях около0.5 Тл.
Согласно выражению (1.29) пороговое значение магнитного поля может бытьиспользовано для оценки радиуса локализации электронных состояний. Такая оценка даётвеличину 40 нм, что согласуется с оценками приведенными выше.Полученные данные указывают на локализацию электронных состояний и преобладаниепрыжкового переноса электронов в плёнках In2O3:Sn, синтезированных из металлическихмишеней в условиях недостатка кислорода.
Согласно полученным оценкам радиусалокализации локализация электронов не связана непосредственно с мелкими донорнымисостояниями и, вероятнее всего, обусловлено разупорядоченностью структуры данных плёнок,подтверждаемой данными структурных исследований. Прыжковая проводимость в данныхплёнках носит двумерный характер, что подтверждается наблюдаемыми температурнымизависимостями сопротивления и угловой зависимостью магнетосопротивления при низкихтемпературах.120Основные результаты и выводы1) Электрофизические и гальваномагнитные свойства плёнок оксида цинка, легированногогаллием и кобальтом, а также плёнок оксида индия, легированного оловом, исследованы вдиапазоне температур от 4,2 К до 295 К в магнитных полях до 6 Тл.2) При легировании галлием подвижность электронов в плёнках ZnO:Ga, осаждённых вокислительных условиях, достигает максимума при содержании галлия, близком к 7 ат.
%, чтокоррелирует с данными рентгенофазового анализа, указывающими на резкое уменьшениеразмеров кристаллитов в плёнках при содержании галлия превышающем 7-8 ат. %.Установлено, что при содержании галлия, близком к 7 ат. % в плёнках преобладает зонныймеханизм проводимости, а статистика электронов вырождена уже при комнатной температуре.3) В плёнках оксида цинка, легированного галлием, осажденных в условиях пирогидролиза,наблюдается прыжковая проводимость с переменной длиной прыжка. При увеличениисодержания галлия вплоть до 30 ат.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
