Примесные состояния иттербия в сплавах на основе теллурида свинца

• Автор: Чернова, Наталья Александровна
• Шифр специальности: 01.04.09
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2001
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 138 с. : ил

ОГЛАВЛЕНИЕ

ВВЕДЕНИЕ
ГЛАВА I. СВОЙСТВА ПОЛУПРОВОДНИКОВ АІУВУІ, ЛЕГИРОВАННЫХ
ПРИМЕСЯМИ С ПЕРЕМЕННОЙ ВАЛЕНТНОСТЬЮ
1.1. Кристаллическая структура и энергетический спектр носителей заряда в сплавах на основе теллурида свинца
1.2. Влияние легирования примесями с переменной валентностью на энергетический спектр и фотоэлектрические свойства РЬТе и
сплавов на его основе
1.3. Магнитные свойства разбавленных магнитных полупроводников А1УВ'Л
ГЛАВА II. МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА И ОБРАЗЦЫ
2.1. Методика измерения гальваномагнитных и фотоэлектрических эффектов
2.2. Методика создания и измерения давления
2.3. Методика исследования магнитных свойств
2.4. Подготовка образцов к измерениям. Параметры исследованных образцов
ГЛАВА III. ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЙ СПЕКТР И ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ
СВОЙСТВА СПЛАВОВ РЬ!.х.уОехУЬуТе
3.1. Гальваномагнитные свойства при вариации состава сплавов
3.2. Модель энергетического спектра
3.3. Долговременные релаксационные процессы при ИК фотовозбуждении

ГЛАВАIV. ПЕРЕХОД ДИЭЛЕКТРИК-МЕТАЛЛ, ИНДУЦИРОВАННЫЙ
ДАВЛЕНИЕМ В СПЛАВЕ РЬ1.хСехТе<УЬ>(х=0.04)
4.1. Влияние давления на электрофизические свойства
4.2. Перестройка энергетического спектра под действием давления
4.3. Параметры глубокого уровня иттербия
ЕЛАВА V. МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА РАЗБАВЛЕННЫХ МАГНИТНЫХ
ПОЛУПРОВОДНИКОВ РЬ,.х.уОехУЬуТе
5.1. Примесный парамагнетизм в сплавах РЬ[_уУЬуТе
5.2. Влияние фазового перехода на магнитные свойства сплавов
5.3. Кинетика образования магнитных ионов при легировании
ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ
ЛИТЕРАТУРА

В ВЕДЕНИЕ
Легирование полупроводниковых материалов приводит к возникновению в энергетическом спектре носителей заряда мелких и глубоких примесных уровней и, в конечном счете, позволяет эффективно управлять электрофизическими, рекомбинационными, оптическими, фотоэлектрическими и другими свойствами полупроводников. Теоретические модели, построенные в рамках метода эффективной массы на основе водородоподобной модели примеси, успешно описывают энергетический спектр мелких уровней, а также изменения физических свойств полупроводников с мелкими примесными уровнями [1-4]. В то же время, проблема глубоких уровней в полупроводниках как с теоретической, так и с экспериментальной точек зрения оказалась намного сложнее и до сих пор до конца не решена [3-5]. Наиболее изученными полупроводниками с глубокими уровнями примесей в настоящее время являются германий, кремний, а также ряд полупроводников групп АШВУ и А1 В , другие полупроводниковые материалы исследованы гораздо хуже [5-7].
Соединения А1УВУ1 и сплавы на их основе, легированные примесями с переменной валентностью, исследуются уже более двадцати лет [8-10]. Характерной особенностью группы примесей, в которую первоначально включали лишь элементы III группы (А1, ва, 1п, Т1), а затем и переходные металлы (74, Сг, Ей, Ос1, ...), является способность существовать в кристалле в различных зарядовых состояниях. Например, в РЬТе индий может находиться не только в нейтральном по отношению к подрешетке свинца состоянии 1п2н, но и в отрицательно и положительно заряженных состояниях 1п+ и 1п3+, хром - в нейтральном состоянии Сг2+ и заряженном состоянии Сг3+. Легирование этими элементами кардинально изменяет энергетический спектр носителей заряда, индуцируя появление глубоких квазилокальных уровней ян-теллеровского типа, положение которых зависит от сорта примеси, состава сплава, температуры, давления и магнитного поля.
Существование глубоких примесных уровней позволяет удовлетворительно

случаях, долгоживущим может быть и возбужденное одноэлектронное (метастабильное) состояние центра. В дальнейшем, под энергетическим барьером ¥, ответственным за существование долговременных релаксаций электронных распределений, мы будем понимать наибольший из двух указанных барьеров.
При термическом характере активации электронов времена релаксации системы определяются следующим выражением:
где к - постоянная Больцмана, Т - температура.
По оценкам, проведенным в [10], величина барьера для сплавов РЬ1.х8пхТе<1п> составляет «25 мэВ.
(1.6)