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

ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ МОДЕЛИ

Теоретические представления, описывающие физические процессы в МСХС, не являются предметом настоящего обзора. Тем не менее мы считаем, что без их краткого описания обзор не будет достаточно полным и понятным. Теории, описывающие аномальное поведение ряда примесей в полупроводниках на основе твердых растворов халькогенидов свинца, развивались и модифицировались по мере накопления экспериментального материала. Поэтому свойства наиболее подробно исследованных к настоящему моменту твердых растворов на основе теллурида свинца, легированного примесями III группы In и Ga, послужили основной базой для развития теоретических подходов.

Согласно существующим представлениям, эффект стабилизации уровня Ферми в сплавах на основе теллурида свинца, легированных элементами III группы, обусловлен отрицательной корреляционной энергией взаимодействия электронов, локализованных на примеси [2, 110-115]. Это означает, что основному состоянию примесного центра соответствует либо пустой центр, либо центр, заполненный двумя электронами, а одноэлектронное примесное состояние лежит выше по энергии.

До последнего времени причина возникновения долговременных релаксационных процессов связывалась с перестройкой взаимного расположения атома примеси и его кристаллического окружения при ионизации каждого электрона и с формированием барьеров в конфигурационном пространстве между состояниями системы с различным количеством локализованных электронов. Аналогичная модель используется и для описания DX-центров в полупроводниках А3В5 и А2В6. В то же время эта традиционная модель встречается с рядом существенных трудностей при интерпретации экспериментальных данных. В частности, как в случае «классических» DX-центров в А3В5, так и для «DX-подобных» центров в A4В6 термоактивация неравновесных носителей заряда наблюдается в области температур Т << W/k, где k – постоянная Больцмана, а W – высота барьера в конфигурационном пространстве, разделяющего локализованные и зонные состояния электрона, т.е. в квантовой области. В то же время, при расчете конфигурационных диаграмм для DX-центров обычно используется квазиклассический подход, не учитывающий квантование энергии в потенциальных ямах конфигурационных диаграмм. Оценки, сделанные Б.А.Волковым, показали, что, поскольку характерные величины барьеров сравнимы с энергией LO-фонона, в такой яме может сформироваться всего лишь несколько квантовых вибронных состояний, и квазиклассический подход становится неприменимым. В такой ситуации перекрытие волновых функций состояний в соседних квантовых ямах становится значительным, поэтому эффекты туннелирования между этими состояниями должны существенно уменьшить характерное время жизни неравновесных носителей при низких температурах, и, следовательно, долговременные релаксационные эффекты вряд ли смогут наблюдаться.

Сравнительно недавно Б.А.Волковым с соавторами была предложена альтернативная модель, предполагающая ведущим электронный механизм формирования барьера между локализованными и зонными состояниями, приводящего к появлению задержанной фотопроводимости и долговременных релаксационных процессов в PbTe(Ga) [77, 94, 116]. Модель основана на том факте, что актуальные зоны в халькогенидах свинца практически полностью построены из атомных p – орбиталей. Атом галлия при легировании замещает в указанных материалах атом свинца. Как указывалось выше, эффект стабилизации уровня Ферми обусловлен отрицательной энергией корреляции электронов на центре. Согласно представлениям, развитым И.А.Драбкиным и Б.Я.Мойжесом, нейтральное относительно кристаллической решетки зарядовое состояние атома галлия Ga2+ является неустойчивым, и распадается согласно реакции 2Ga2+ --> Ga+ + Ga3+. Тогда стабилизация уровня Ферми, например, относительно легирования другими примесями, обеспечивается перераспределением атомов галлия между донорным Ga3+ и акцепторным Ga+ зарядовыми состояниями.

На языке атомных орбиталей состоянию Ga2+ отвечает электронная конфигурация s1p2, состоянию Ga+ – конфигурация s2p1, а состоянию Ga3+ – s0p3. Атому свинца, который замещает галлий, соответствует конфигурация s2p2. Актуальные зоны в халькогенидах свинца практически полностью построены из атомных p–орбиталей, поэтому для различных зарядовых состояний атома Ga локализованными являются электроны, находящиеся на глубокой s – оболочке, а p – электроны делокализованы.

Основная идея рассматриваемой модели заключается в том, что одноэлектронное примесное состояние, когда на s – оболочке лежит лишь один электрон, расположено по энергии в одноэлектронном приближении значительно выше основного двухэлектронного состояния и выше дна зоны проводимости. Тогда при фотоионизации первого электрона с примесного центра ему надо сообщить энергию, необходимую, во-первых, для возбуждения этого электрона в зону проводимости и, во-вторых, для перевода примесного центра в состояние, соответствующее одному s – электрону, локализованному на примеси. Величина этой энергии может существенно превышать ширину запрещенной зоны, чем и может быть обусловлено отсутствие примесной фотопроводимости в спектрах PbTe(Ga). Оставшийся на примесном центре один s – электрон быстро переходит в зону проводимости, дно которой расположено ниже по энергии. Таким образом в зоне проводимости появляются два неравновесных электрона. Процессы рекомбинации являются одноэлектронными, но для того, чтобы на примесный центр захватился электрон, ему нужно сообщить энергию, равную расстоянию между квазиуровнем Ферми и одноэлектронным примесным состоянием. Фактически этот энергетический зазор и является барьером, препятствующим быстрой рекомбинации электронов на центр.

В рамках вышеизложенной модели, однако, остаются неясными причины появления двух участков релаксации фотопроводимости. Возможное разрешение данного противоречия следующее. Стабилизация уровня Ферми предполагает, что значительное количество атомов галлия имеет пустую s – оболочку. В короткодействующем притягивающем потенциале этой оболочки может локализоваться два p – электрона с противоположно направленными спинами [94]. Однако ввиду большой величины диэлектрической проницаемости и малой эффективной массы электронов в PbTe единичный примесный центр с пустой s – оболочкой может не создавать связанного состояния. В то же время количество таких центров весьма велико, и одно связанное состояние p – электронов может сформироваться на большое (до 103 – 104) число примесных центров с пустой s – оболочкой [117]. Тогда быстрая релаксация фотопроводимости в PbTe(Ga) может быть обусловлена локализацией части фотовозбужденных электронов в эти связанные состояния, расположенные по энергии вблизи дна зоны проводимости и являющиеся в данном смысле мелкими. Такая модель объясняет некоторые особенности кинетики фотопроводимости в PbTe(Ga), например, независимость амплитуды быстрого участка релаксации от положения квазиуровня Ферми [17]. Следует отметить, что в случае «классических» DX-центров в полупроводниках А3В5 на единичных примесях всегда реализуется связанное локальное водородоподобное состояние. Это обстоятельство составляет одно из основных отличий «классических» DX– и «DX-подобных» примесных центров.

Пик в спектрах фотопроводимости PbTe(Ga) (рис. 18) может быть связан с электронными переходами из валентной зоны на мелкие локальные состояния, плотность которых может существенно превышать плотность зонных состояний вблизи дна зоны проводимости. Генетически мелкие локальные состояния связаны с дном зоны проводимости, следовательно, спектр соответствующего фотоотклика должен являться резонансным. Этим же объясняется и «привязка» пика в спектрах фотопроводимости к изменениям ширины запрещенной зоны при вариации температуры и состава сплава [90].

Таким образом, обсуждаемая модель позволяет объяснить основные черты спектров фотопроводимости PbTe(Ga) в средней ИК-области. Более того, с ее помощью удается объяснить появление сильного парамагнетизма в PbTe(Ga) при температурах ~ 60 К в условиях инфракрасной подсветки [104], а также ряд других ранее не объясненных эффектов.

Трудности модели вытекают из невозможности реализации в полупроводниках А4В6 одновременно ситуации стабилизации уровня Ферми и слабого легирования, когда отдельные примесные центры можно считать изолированными. Поскольку количество дефектов роста, являющихся в рассматриваемых материалах электроактивными, составляет, как правило, не менее 1018 см-3, то для стабилизации уровня Ферми степень легирования должна быть, как минимум, не меньшей. Указанная концентрация примесей соответствует сильному легированию, поэтому взаимодействие примесных центров может играть важную роль. В частности, имеются указания на то, что центрами, обеспечивающими стабилизацию уровня Ферми в PbTe(Ga), являются не изолированные атомы галлия, а некоторые комплексы, находящиеся в определенном кристаллографическом положении [118].

Все вышеизложенное вполне может быть отнесено и к твердым растворам теллурида свинца, легированным индием. Однако рассмотренные модели не описывают поведение еще одного элемента третьей группы – таллия. Поведение этой примеси в полупроводниках А4В6 подробно рассмотрено в обзоре С.А.Немова и Ю.И.Равича [9]. Экспериментальные данные интерпретируются в рамках явления самокомпенсации и формирования в энергетическом спектре глубокого резонансного уровня с высокой плотностью состояний вблизи потолка второй валентной подзоны. Вопрос о зарядовых состояниях атомов таллия в матрице теллурида свинца остается открытым.

Практически не изученным с точки зрения теории остается поведение примесей Cr, Gd, Yb. Эти примеси также проявляют переменную валентность. Наличие магнитного момента у примесных атомов переходных металлов и редкоземельных элементов позволило посредством прямых экспериментов по измерению магнитного момента установить их зарядовые состояния и показать, что у этих примесей, в отличие от In и Ga, валентность меняется на единицу. Можно надеяться, что развитие микроскопической теории стимулирует получение новых экспериментальных данных, объем которых в последнее время существенно возрос.

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