Энергетические спектры и неравновесные состояния в твердых растворах на основе теллурида свинца

На главную | Контакты | Карта сайта

| Система Грант-Экспресс

| Новости РФФИ
| Объявления
| Подписка на новости

| Общие сведения о РФФИ
| Кто есть кто в РФФИ
| Состав совета Фонда
| Адрес и телефон для справок

| Устав РФФИ
| Указы Президента
| Постановления и распоряжения Правительства

| Нормативные документы

| Решения совета Фонда

| Конкурсы РФФИ
| Региональные конкурсы
| Международные конкурсы
| Программы РФФИ
| Финансовое обеспечение проектов

| Вестник РФФИ
| Газета Поиск
| Публикации в СМИ
| Книги, изданные при поддержке РФФИ
| Информационный бюллетень РФФИ
| Издания РФФИ

| Использование результатов
| Контроль использования финансовых средств

| Международная деятельность
| Научные фонды
| Ведомства и академии
| Библиотеки и информационные центры
| Полезные ссылки

| Издательство Wiley
| Издательство «The American Mathematical Society»
| Издательство Elsevier
| Американское физическое общество (APS)
| Издательство IOP Publishing Limited
| Издательство The Royal Society of Chemistry
| Издательство Springer

| Введение
| 2009 год
| 2010 год
| 2011 год

| WIN-1251
| KOI8-R
| English

ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ СПЕКТРЫ И НЕРАВНОВЕСНЫЕ СОСТОЯНИЯ В ТВЕРДЫХ РАСТВОРАХ НА ОСНОВЕ ТЕЛЛУРИДА СВИНЦА

1. Общий анализ проблематики исследований по заданному направлению

2. Совокупность исследований МСХС, проведенных при поддержке РФФИ Стабилизация положения уровня Ферми

Долговременные релаксационные процессы

Кинетика фотопроводимости

Явления в сильных электрических полях

Оптическое поглощение

Спектры фотопроводимости

Магнитные свойства

Термостимулированные токи

Электротермические неустойчивости

Диодные структуры

Теоретические модели

Прикладные аспекты

Заключительные замечания

3. Проблематика проектов РФФИ

Литература

ДОЛГОВРЕМЕННЫЕ РЕЛАКСАЦИОННЫЕ ПРОЦЕССЫ

Рис. 6. Цикл получения неравновесного состояния в магнитном поле (см. текст). [67].

В том случае, когда напряженность магнитного поля H превышает поле ультраквантового предела Hукп, плотность состояний под уровнем Ферми в 0– подзоне Ландау начинает возрастать. При низких температурах процесс перетекания носителей заряда в 0– подзону, как установлено в оригинальных работах [48, 49], имеет долговременный характер, и в исследуемых системах реализуется неравновесное состояние. Соответственно после вывода магнитного поля квазиуровень Ферми, отвечающий концентрации носителей при Hукп, оказывается выше стабилизированного УФ в равновесном состоянии, при этом процесс локализации неравновесных носителей заряда также может иметь долговременный характер. Процессы перетекания носителей заряда в магнитном поле можно проиллюстрировать диаграммами, представленными на рис. 6. [48]. На рис. 6a показан спектр сплава Pb1-xSnxTe(In) в металлическом состоянии (EF > EC) без магнитного поля. Изменение энергетического спектра в магнитном поле H>Hукп для случая, когда спиновое расщепление меньше орбитального (эффективный g-фактор меньше 2), представлено на рис.6 б. В этом случае только состояния на 0– уровне Ландау оказываются ниже УФ. Парабола на рис.6б соответствует непрерывному спектру в направлении kz. Занятые и свободные состояния показаны сплошными и полыми кружками соответственно. Равновесную ситуацию для H > Hукп иллюстрирует рис.6 в. Сразу после вывода магнитного поля квазиуровень Ферми оказывается выше стабилизированного УФ, снова реализуется неравновесная ситуация (рис.6 г).

Практически идеальным объектом для изучения эффекта стабилизации УФ и характера перестройки энергетического спектра в ультраквантовых магнитных полях оказались твердые растворы Pb1-xSnxTe(In). Изменяя состав сплава x и прикладывая внешнее давление, можно реализовать оптимальную конфигурацию УФ и краев разрешенных зон с учетом экспериментально достижимых значений Hукп. Более того, можно выбрать как n (x < 0.22), так и p (x > 0.28) тип проводимости, прямую (P < Pi) или инверсную (P > Pi) область спектра [49]. Вектор напряженности магнитного поля во всех рассматриваемых ниже экспериментах был ориентирован вдоль кристаллографического направления <100>, что соответствует эквивалентному положению четырех эллипсоидов поверхности Ферми относительно вектора H.

Эксперименты в магнитном поле убедительно подтвердили наличие стабилизации УФ в сплавах Pb1-xSnxTe(In), но до сих пор этот сплав остается единственным, где удалось наблюдать описанные выше эффекты. Насколько нам известно, кроме твердых растворов на основе легированных халькогенидов свинца, эффект стабилизации УФ на фоне зонного континуума наблюдался только в группе материалов на основе HgSe(Fe) [27, 50]. В этих материалах, как и в PbTe(Cr), PbTe(Tl), энергии Ферми достаточно велики, так что поле ультраквантового предела лежит в области сверхсильных магнитных полей.

Долговременные релаксационные процессы (ДРП) электронных распределений в рассматриваемых соединениях во многом необычны, а в ряде случаев уникальны. При этом понятие долговременности нужно относить к очень широкому интервалу времен релаксаций неравновесных состояний – от миллисекунд до часов и даже «неопределенно долгого времени». Времена релаксации очень резко (экспоненциально) зависят от температуры. Температура ТС появления ДРП, в частности, задержанной фотопроводимости (ФП), не является критической. Она условно привязана к постоянной времени регистрирующей аппаратуры, которая реально составляет около 100 мс. Однако, введение этой температуры, как характеристики ДРП, оказывается удобным и даже необходимым для сравнения твердых растворов разного состава.

Явление задержанной фотопроводимости наблюдалось в ряде твердых растворов на основе теллурида свинца, легированных индием или галлием при низких температурах [12]. В PbTe(Tl) и PbTe(Cr) ДРП экспериментально не обнаружены. Однако это не значит, что подобных процессов в этих соединениях нет, просто при концентрациях носителей заряда более чем 1019 см-3 достаточно трудно реализовать и исследовать неравновесное состояние. Сравнительно недавно задержанная фотопроводимость была обнаружена и в твердых растворах Pb1-xGexTe(Yb) [51].

Следует отметить, что задержанная ФП в полупроводниках была обнаружена более 50 лет назад и изучена достаточно подробно. Первые упоминания об этом эффекте связаны с исследованием неоднородных материалов с модуляцией зонного рельефа. Рекомбинационные барьеры, обусловленные флуктуациями объемного заряда различного рода дефектов или неоднородным распределением компонентов в твердых растворах, приводили к пространственному разделению неравновесных носителей и замораживанию неравновесного состояния на длительное время. Этот процесс подробно описан и обсужден в обзоре [52].

Задержанная ФП неоднократно обнаруживалась в структурах квантовых ям. При этом ФП могла характеризоваться как положительным, так и отрицательным откликом [53]. Механизм эффекта принципиально не отличается от описанного в [52]. Разница в основном сводится к тому, что в неоднородных полупроводниках барьеры возникают стихийно и неупорядоченно, а в структурах они являются запланированным элементом.

Качественно иной является природа задержанной ФП в полупроводниках, содержащих DX-центры. Рекомбинационный барьер в этом случае обусловлен эффектами корреляции в системе примесь-кристаллическая решетка. Согласно существующим представлениям, изменение зарядового состояния примесного центра сопровождается перестройкой ближайшего кристаллического окружения. Схематически этот процесс иллюстрируют, привлекая диаграммы, отражающие зависимость энергии центра от конфигурационной координаты (см., например, [54]).

В рамках этой концепции электронные переходы сопровождаются изменением кристаллического окружения примесного центра. Это искажение характеризуется некоторой обобщенной координатой q. На такой центр могут быть захвачены не один электрон, а несколько, как правило, рассматриваются два. Нижний уровень Е2 соответствует основному двухэлектронному состоянию. Промежуточный – Е1-метастабильному одноэлектронному. Обобщенная энергетическая диаграмма представлена для примера на рис.7. Далее она будет обсуждаться в тексте на конкретных примерах.

Рис. 7. Конфигурационная диаграмма примесных центров в системе МСХС. По оси ординат откладывается полная энергия электрона плюс упругая энергия ячейки решетки, которая может искажаться при захвате или выбросе электрона с примесного центра. Данное искажение описывается по оси абсцисс обобщенной координатой q. Параболы EС и EV отвечают зоне проводимости и валентной зоне, соответственно. Парабола E2 с экстремум, сдвинуты на расстояние q2 по обобщенной координате, соответствует основному (двухэлектронному) состоянию примесного центра, отвечающего за стабилизацию УФ; энергия EA отвечает термоактивации примесной проводимости. Получаемая конфигурация отвечает трехуровневой системе E2 – E1 – EС, где уровень E1 отвечает метастабильному (одноэлектронному) состоянию, которое может быть генерировано и заселено вследствие ИК-облучения образца (см. текст).

Задержанная ФП в легированных твердых растворах на основе теллурида свинца имеет много общего с системами, содержащими DX-центры. Однако, существует и ряд свойств, качественно отличающих рассматриваемые твердые растворы от классических полупроводниковых материалов, в том числе и с DX-центрами. Прежде всего следует отметить, что в системах с DX-центрами, характеризующимися отрицательной энергией корреляции, примесные уровни формируются внутри запрещенной зоны. Таким образом неравновесные процессы с долговременной кинетикой в этих системах отвечают невырожденной статистике носителей заряда. В PbTe(In) и ряде твердых растворов на его основе УФ стабилизирован в зоне проводимости. Тем не менее, там обнаружены ДРП, индуцированные не только подсветкой, но и магнитными полями при H > Hукп. Медленное сокращение поверхности Ферми в сплавах Pb1-xSnxTe(In), сопровождающееся изменением периода осцилляций Шубникова-де Гааза, можно считать уникальным свойством, к настоящему времени обнаруженным только в этих полупроводниковых материалах.

Преимуществом использования магнитного поля как внешнего воздействия, приводящего к возникновению неравновесных процессов, является однородное по объему возбуждение в массивных образцах. Использование ИК-подсветки далеко не всегда позволяет реализовать равновесное по объему состояние. Однако имеются и факторы, усложняющие интерпретацию кинетических процессов в магнитном поле. Это спиновая поляризация.

Чтобы количественно оценить скорость релаксаций в магнитном поле, был введен характерный параметр t [49], определенный как время, соответствующее отклонению неравновесной холловской концентрации от стационарного значения в e раз. Введение этого параметра позволило определить тенденцию в изменении кинетики при вариации состава сплавов x, давления P и температуры T. Увеличение каждого из перечисленных параметров приводит к уменьшению t, но при любых H > Hукп, x, T и P параметр t1, характеризующий кинетику перетекания носителей из уровня в зону, оказался больше, чем t2 для обратных переходов. Этот результат вполне закономерен, поскольку процессы перетекания носителей с уровня в зону и обратно не являются эквивалентными. В квантующем магнитном поле происходит спиновая поляризация носителей, и энергетический спектр становится квазиодномерным. В соответствии с существующими представлениями, на части примесных центров в Pb1-xSnxTe(In) локализовано два электрона с противоположными спинами. Таким образом переходы с уровня в зону должны сопровождаться переворотом спина одного из локализованных электронов. При обратном переходе ограничения на ориентацию спина нет.

Кинетика ДРП в магнитном поле оказалась достаточно сложной. Тем не менее сам факт существования ДРП, индуцированных магнитным полем в металлической фазе сплавов Pb1-xSnxTe(In), позволяет сделать важный вывод о природе рекомбинационного барьера. Однородность электрофизических характеристик кристаллов, высокая подвижность электронов в них, монополярность сигнала исключают возможность образования рекомбинационного барьера, связанного с модуляцией зонного рельефа. Поэтому основным фактором, определяющим наличие ДРП в исследованной системе сплавов, является специфика примесных состояний.

Применение в качестве внешнего воздействия ИК-подсветки позволяет реализовать наиболее высокий уровень возбуждения электронной подсистемы. Впервые высокая фоточувствительность в области низких температур, индуцированная ИК-подсветкой в сплавах Pb1-xSnxTe(In), была обнаружена в работе [55]. Позднее исследования фотопроводимости были развиты в работах [56-62] для сплавов Pb1-xSnxTe(In) и в [63, 17, 19, 57, 62-69] для PbTe(Ga).

Рис. 8. Конструкция низкотемпературной камеры.

Высокая фоточувствительность сплавов Pb1-xSnxTe(In) и PbTe(Ga) потребовала разработки специальных мер для тщательного экранирования образцов от фонового излучения при проведении эксперимента. В методическом плане для выполнения проектов была создана и неоднократно модернизировалась специальная металлическая камера, охлаждаемая жидким гелием, для проведения измерений в условиях контролируемой ИК-подсветки (рис.8). Камера представляет собой замкнутую металлическую оболочку, в которую монтируются образец и миниатюрные источники излучения. Газовая среда при откачке воздуха определяется парциальным давлением чистого гелия. Световой винтообразный «ключ» исключает фоновое излучение капки криостата. В качестве источников излучения или освещения применяются следующие. Угольное открытое сопротивление, являющееся аналогом черного тела. Преимуществом такого источника является возможность рассчитать спектр излучения, измеряя температуру источника. Недостаток состоит в том, что в камере устанавливается градиент температуры. При этом задержанная ФП может проявляться при температуре источника 20К. В ряде случаев применяется миниатюрная лампа накаливания. Недостатком такого источника является то, что колба лампочки «отрезает» часть спектра излучения спирали лампочки. В радиометрических экспериментах в качестве макета абсолютно черного тела использовалась специальная полость, температура которой регулировалась изменением расположения относительно уровня жидкого гелия. Охлаждаемая гелием диафрагма ограничивала «область зрения» образца полостью абсолютно черного тела, что позволяло точно вычислить поток излучения. Преимуществом такого метода является отсутствие частей криостата, нагреваемых внешним источником, что является гарантией отсутствия фонового излучения. В качестве импульсных источников излучения применялись GaAs-светодиоды и лазеры на основе материалов группы А4В6. «Недостатком» таких источников является то, они работают на фиксированных длинах волн. Применение нескольких источников позволило решить поставленные задачи.

Рис. 9. Температурные зависимости сопротивления R/R0(100/T) образцов эпитаксиальных пленок Pb1-x-ySnxGeyTe(In) в условиях экранирования (кривые 1, 2 и 3) либо при непрерывной ИК-подсветке миниатюрной лампой накаливания (кривые 1', 2' и 3'). | Рис.10. Температурные зависимости удельного сопротивления ?(100/Т) тонкой (d =0.2 мкм) эпитаксиальной пленки n-PbTe(Ga) на подложке <111>-BaF2; измерения были выполнены в темноте (кривая 1), а также в условиях непрерывной ИК-подсветки светодиодом GaAs (кривая 2) или миниатюрной лампой накаливания (кривая 3).

Температура T = TС, соответствующая максимуму на кривых, снятых в условиях подсветки, характеризует появление заметной ФП. Для сплавов Pb1-xSnxTe(In) TС * 20 К, для PbTe(Ga) – * 80 К [57]. При T < TС удельное сопротивление образцов в темноте (r0) и при подсветке (r’) различаются на несколько порядков величины. В качестве примеров температурные зависимости сопротивления, снятые в темноте и при ИК-подсветке, приведены на рис.9 для пленок сплавов Pb1-x-ySnxGeyTe(In) [70] и рис.10 для пленки PbTe(Ga). Эти кривые являются стационарными и снимаются в течении длительного времени. Приведенные примеры являются простой иллюстрацией различных случаев наблюдения таких зависимостей для различных систем МСХС.

Рис.11. Осцилляции магнетосопротивления r/H образца Pb0.78Sn0.22Te(In) в условиях ИК-подсветки тепловым источником излучения. Цифры у кривых – температура T* теплового источника в К. Т=4.2 К. [77].

Неравновесное состояние, индуцированное ИК-подсветкой, наблюдалось как в полуизолирующей (0.22<x<0.28), так и в металлической (x < 0.22; x > 0.28) фазах сплавов Pb1-xSnxTe(In). Прекрасной иллюстрацией появления и увеличения поверхности Ферми являются осцилляции Шубникова-де Гааза, записанные при разных уровнях возбуждения [49]. На рис.11 представлена запись производной магнитосопротивления r/H для сплава Pb1-xSnxTe(In) с x=0.22. В качестве теплового источника подсветки было использовано угольное сопротивление, нагреваемое протекающим током до некоторой температуры T*. При увеличении T* концентрация неравновесных электронов начинала медленно возрастать. Каждая из кривых, показанных на рис.11, соответствует некоторому квазистационарному значению концентрации электронов в условиях подсветки. После выключения подсветки концентрация электронов медленно убывала, и процесс медленного сокращения поверхности Ферми также был проиллюстрирован записью осцилляционных кривых, период которых изменялся со временем [48]. Описанные эксперименты убедительно доказывают наличие рекомбинационного барьера, разделяющего локализованные и свободные состояния электрона, и не оставляют сомнений в определяющей роли примесных состояний в формировании этого барьера.

Неравновесная концентрация Dn, индуцированная подсветкой в сплавах Pb1-xSnxTe(In), достигала 1017 – 1018 см-3. Получить столь высокие значения неравновесной концентрации электронов в экспериментах с применением магнитного поля не удавалось.

Copyright © 1997-2007 РФФИ | Дизайн и программирование: Intra-Center