Автореферат (1105342), страница 3
Текст из файла (страница 3)
Держатель собразцом помещался в герметичную латунную камеру, позволяющую экранировать его отвнешних излучений. Провода подводились через специальный световой ключ, ненарушающий экранировки измерительной камеры. Измерительная камера наполняласьгазообразным гелием в качестве теплообменной среды. Температура изменялась путемрегулирования высоты измерительной камеры над уровнем жидкого гелия в дьюаре.Измерения сопротивления и коэффициента Холла проводились в холловскойгеометрии. Измерения производились с помощью цифровых многоканальных вольтметровKiethley, управляемых компьютерной программой. Описана процедура измерений, а такжеспособы определения электрофизических характеристик образцов.Представлена методика измерений на переменном токе, указаны ее особенности посравнению с измерениями на постоянном токе. Приведены диапазоны изменениясопротивления и емкости, при которых возможны корректные измерения данных параметровс помощью используемого в работе RLC-метра QuadTech 1920.
Проведена работа покалибровке прибора, показано, что корректные измерения возможны не при всех значенияхсопротивления и емкости образцов, указанных в паспортных данных, а лишь приудовлетворении определенных условий на комбинацию этих параметров. При изучениисвойств исследуемых образцов на переменном токе обращалось особое внимание накорректность измерений с учетом указанных выше ограничений.Приведена методика измерений магнитных свойств образцов. Измерения магнитнойвосприимчивости производились на магнитометре LakeShore 2129 в Институте ФизикиПольской Академии Наук.Описанаметодикаизмеренийфотопроводимостиподдействиемлазерноготерагерцового излучения.
Фотоотклик в терагерцовом спектральном диапазоне исследован сприменением импульсного газового NH3 лазера, излучающего на частотах 1 – 2,5 ТГц.Мощность излучения в импульсе составляла от 5 до 20 кВт. Образец не экранировался отфонового излучения нагретых частей криостата. Измерения проводились на установке вуниверситете Регенсбурга (Германия).110,04x, мол%/1000,030,020,01закон Кюри-Вейссарентгеновская флуоресценциямасс-спектрометриярентгеновская дифракция (поликр.)рентгеновская дифракция (монокр.)0,0048121620№ образцаРисунок 1. Распределение Mn вдоль слитка, полученное с помощью различных методов.Втретьейглавепредставленырезультатыизмерениймагнитныхигальваномагнитных свойств Pb1 − xMnxTe.
Показано, что содержание марганца полученноеразными методами совпадает в образцах полученных из конца слитка и расходится дляобразцов из начала (Рисунок 1). Это расхождение связывается с неоднородностью образцов,обусловленной образованием кластеров марганца. Результаты гальваномагнитных измеренийсвидетельствуют о большей однородности образцов из конца слитка.Вчетвертойглавеприводятсярезультатыисследованийэлектронногоэнергетического спектра, гальваномагнитных и фотоэлектрических свойств теллуридасвинца, легированного ванадием.
Содержание примеси ванадия в PbTe варьировалось впределах от 0,05 до 0,26 ат. %.Температурные зависимости удельного сопротивления имели активационный характерпри температурах Т > 14 K для всех исследованных образцов. При более низкихтемпературах в образцах с малым содержанием ванадия NV < 0,1 ат.% наблюдалосьнасыщение сопротивления.
Следует отметить, что температурные зависимости удельногосопротивления образцов с содержанием ванадия от 0,08 до 0,26 ат.% практически совпадаютпри всех температурах от 300 К до 14 К. Помимо этого, наблюдается необычная особенность:в области температур от 30 до 14 К видимая энергия активации сопротивления заметновозрастает.Температурные зависимости концентрации электронов в области температур выше 30К близки для всех образцов: величина n испытывает практически экспоненциальное падениес уменьшением температуры. Соответствующая энергия активации составляет около 20 мэВ.В области более низких температур зависимости концентрации электронов от температурыначинают различаться для образцов с различным содержанием ванадия.12Из данных по температурной зависимости удельного сопротивления и коэффициентаХолла была вычислена температурная зависимость холловской подвижности электронов.Показано, что в области температур выше 30 К зависимость µ(Т) близка к степенной µ ~ Т−5/2,что характерно для рассеяния на оптических фононах.
В образце с максимальнымколичеством введенного ванадия NV = 0,26 ат. % подвижность свободных электроновпродолжает резко возрастать по мере понижения температуры, достигая значений около3·106 см2/В·с при Т ≈ 14 К (Рисунок 2), что является, насколько нам известно, рекордновысоким значением подвижности в данной области температур.NV = 0,05 ат.%610NV = 0,08 ат.%NV = 0,21 ат.%510NV = 0,26 ат.%2µ, см В с-1 -1NV = 0,10 ат.%41031010T, К100Рисунок 2 Температурные зависимости холловской подвижности носителей заряда µ образцовPbTe(V) с различным содержанием ванадия.Проведены измерения частотных зависимостей действительной и мнимой частейимпеданса исследованных образцов при низких температурах. Кроме того, изучалисьтемпературные зависимости компонент импеданса при некоторых фиксированных частотах.Анализ экспериментальных данных проведен в рамках приближения эквивалентных схем.Для монокристаллического образца простейшая эквивалентная схема может бытьпредставлена контуром с параллельно соединенными емкостью C и сопротивлением R.Показано, что если для образцов с малым содержанием ванадия NV < 0.2 ат.% получаемыеданныеможноинтерпретироватьииспользованиемпараллельногоRC-контураснезависящими от частоты емкостью и сопротивлением, то для образца с максимальнымсодержанием ванадия NV = 0,26 ат.% годограф импеданса является деформированнойполуокружностью, что соответствует зависящим от частоты значениям эффективногосопротивления и емкости.
Приведенная емкость составляет (C/C0) = 2,5×103 на частоте 1 МГци повышается до (C/C0) = 7×104 при f = 20 Гц. Наблюдается степенная зависимостьпроводимости от частоты, с показателем степени α = 1,35. (Рисунок 3)1395101081070,26 ат.%; T = 15 К60,26 ат.%; T = 15 К10C/C0ρ , Ом см105104104100,08 ат.%; T = 18 К3100,08 ат.%; T = 18 К2103110210341010510f, Гц61010110210310410510610f, ГцРисунок 3. Частотные зависимости удельного сопротивления ρ и приведенной емкости С/С0образцов NV = 0,08 ат.% (звездочки) и NV = 0,26 ат.% (ромбы) при температурах T = 18 К иT = 15 К, соответственно.Магнитная восприимчивость χ образцов измерена на установке PPMS-9 (QuantumDesign) в температурном диапазоне 1,9–300 К в магнитном поле B =1 T. При температурахT < 40 К магнитная восприимчивость следовала закону Кюри-Вейсса. Эффективныймагнитный момент убывает с увеличением концентрации ванадия от 2,4 в образце сNV = 0,06 ат.% до 1,05 в образце с NV = 0,26 ат.%.
Экспериментально определенные значенияэффективного магнитного момента отличаются от рассчитанных для любых возможныхзарядовых состояний атома ванадия. Таким образом, показано, что ванадий в PbTeраспределен по разным зарядовым состояниям и соотношение между этими зарядовымисостояниями зависит от NV.Полученные результаты интерпретируются в рамках предположения о том, чтопримесные состояния ванадия стабилизируют уровень Ферми внутри запрещенной зоны, на20 мэВ ниже дна зоны проводимости. Высокая подвижность носителей заряда вполупроводнике с максимальной степенью легирования NV = 0,26 ат.% связывается спеременной валентностью примесных атомов ванадия и с упорядочением зарядовыхсостояний в примесной подрешетке. Эффективный магнитный момент, рассчитанный на атомванадия, уменьшается с увеличением концентрации V в PbTe.
Значение эффективногомагнитного момента не соответствует ни одному известному зарядовому состоянию атомаванадия. Это можно рассматривать как подтверждение проявления переменной валентностипримеси ванадия в теллуриде свинцаВ пятой главе рассмотрены результаты исследования энергетического спектра на14основе транспортных измерений в комбинированно легированных полупроводниковыхсистемах PbTe(Mn,V).
Показано, что ванадий является донорной примесью в Pb1 − xMnxTe иформирует примесный уровень внутри запрещенной зоны. (Рисунок 4)300-L6200p-типNV=0,05 ат.%E, мэВ1000n-тип-100NV=0,5 ат.%-200+L-30024681012141618620Номер образцаРисунок 4. Диаграмма перестройки энергетического спектра образцов Pb1 − xMnxTe(V).На основании результатов измерения импеданса можно заключить, что при низкихтемпературах основным механизмом электронного переноса в Pb1 − xMnxTe(V) являетсяпрыжковая проводимость как в образцах p-типа так и n-типа. Частотная зависимостьсопротивления образца с меньшим содержанием примеси лучше совпадает с теоретическойкривой. Это может быть связано с уширением примесного уровня в образцах с большимколичеством ванадия.Важным результатом следует считать отсутствие фотопроводимости в Pb1 − xMnxTe(V).Легирование теллурида свинца и твердых растворов на его основе другими примесями,стабилизирующими уровень Ферми в запрещенной зоне, приводит к образованиюполуизолирующего состояния и одновременно появлению фотопроводимости.
Особенностьюванадиявкачествепримесивисследуемыхматериалахявляетсяотсутствиефотопроводимости в полуизолирующем состоянии. Рекомбинационный барьер позволяющийнакапливать неравновесные носители заряда в разрешенной зоне отсутствует в Pb1 − xMnxTe,легированном ванадием.В шестой главе приведены результаты исследования проводимости монокристалловPbTe(V) под действием мощных лазерных импульсов с длинами волн от 90 до 280 мкм втемпературном диапазоне от 8 до 300 К.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
