Механизм переноса заряда в тонких пленках твердых растворов Bi 2 Tе 0
Yüklə 201,25 Kb. Pdf görüntüsü
|
- Bu səhifədəki naviqasiya:
- Список литературы
|
Физика и техника полупроводников, 2013, том 47, вып. 5 Механизм переноса заряда в тонких пленках твердых растворов Bi 2 (Tе 0 . 9 Se 0 . 1 )
©
∗¶
∗
∗
∗
∗
И.Т. Мамедова ∗
∗
∗∗
∗∗∗ ∗
AZ-1143 Баку, Азербайджан ∗∗ Санкт-Петербургский государственный политехнический университет, 195251 Санкт-Петербург, Россия ∗∗∗
Институт физики твердого тела Российской академии наук, 142432 Черноголовка, Московская обл., Россия (Получена 18 июня 2012 г. Принята к печати 25 июня 2012 г.) Исследованы электропроводность, эффект
Холла и магнитосопротивление в тонких
пленках Bi 2 (Te 0.9 Se 0.1 ) 3 в широком интервале температур 2.5−300 K и в сильных магнитных полях вплоть до 8 Тл. Обнаружено, что, в то время как в объемных монокристаллах проводимость имеет ” металлический“ характер, в тонких пленках Bi 2 (Te 0.9 Se 0.1 ) 3 проводимость ” диэлектрического“ типа. Предложено, что при высоких температурах 100−300 K проводимость определяется в основном термоактивированными носителя- ми заряда по протяженным состояниям зоны проводимости с энергией активации примерно равной 15 мэВ. При более низких температурах 2.5−70 K доминирует проводимость, обусловленная прыжками носителей заряда по локализованным состояниям, лежащим в узкой полоске энергий вблизи уровня Ферми. Из данных магнитосопротивления и электропроводности оценены радиус локализации, а также плотность локализованных состояний и средняя длина прыжка носителей заряда. 1. Введение Развитие физики твердого тела, и особенно физики полупроводников, за последнее десятилетие в значитель- ной степени связано с разработкой методов получения тонких пленок и исследованием их свойств. Не являются исключением в этом плане и пленки термоэлектриче- ских соединений халькогенидов элементов V группы (Bi
2 Te 3 , Bi 2 Se 3 , Sb
2 Te 3 и др. ) и твердых растворов на их основе, полученных различными методами [1–3].
Практическая значимость этих исследований усилива- ется в связи с тем, что, согласно [4], устройства на основе тонких пленок Bi 2 Te
и Bi 2 Se 3 позволяют достичь существенного охлаждения до 32 K и прокачивания теп- лового потока до 700 Вт/см 2 . Локальное охлаждение или нагрев происходит приблизительно в 2 · 10 4 раз быстрее, чем в устройствах, созданных на основе объемных материалов. Ясно, что в отличие от объемных кристаллов в плен- ках по мере уменьшения толщины пленок свойства их изменяются вследствие заметного вклада поверхностной проводимости носителей, адсорбции и диффузии при- месей, поверхностных энергетических состояний. Суще- ственно также влияние переходного слоя между пленкой и подложкой, неоднородности по толщине, обуслов- ленной способом получения, и квантовых размерных эффектов при очень малых толщинах пленок. Необхо- димо учитывать также и качество полученной пленки, ее поликристалличность, наличие аморфных включений, многочисленных дефектов структуры и т. п. Нами были получены и исследованы пленки твер- дого раствора Bi 2 (Tе
0.9 Se 0.1 ) 3 . Выбор именно такого ¶ E-mail: abnadir@mail.ru состава обусловлен тем, что имеющиеся в литературе данные
[5,6] указывают на то, что в системе твердых рас- творов Bi 2 (Tе
1−x Se
) 3
эффективностью обладает состав Bi 2 (Tе 0.9 Se 0.1 ) 3 . 2. Экспериментальные результаты и их обсуждение Синтез состава Bi 2 (Tе
0.9 Se 0.1 ) 3 осуществлялся сплав- лением соответствующих количеств химических эле- ментов особой чистоты в вакуумированных кварцевых ампулах при температурах 800 ◦ C во вращающейся печи с последующим охлаждением в режиме выключенной печи. Пленки были получены методом ” горячей стен- ки“ термическим испарением синтезированного веще- ства в вакууме 10 − 5
Температура подложки поддерживалась около 300 ◦ C. Толщина полученных пленок варьировалась в пределах 600−700 нм. В предыдущей нашей работе [7] подробно описаны получение, структура и спектры КР активных фононов в пленках Bi 2 (Tе
0.9 Se 0.1 ) 3 . В настоящей работе приводятся данные исследований электропроводности, магнитосо- противления и эффекта Холла в неотожженных образ- цах пленок Bi 2 (Tе 0.9 Se 0.1 ) 3 . Температурные зависимости сопротивления исследовались в широкой области тем- ператур 2.5−300 K и в магнитных полях вплоть до 8 Тл. Измерения проводились стандартным четырехзондовым методом по селективной методике на частоте 20.5 Гц. Точечные контакты наносились при помощи серебряной пасты, омичность нанесенных контактов постоянно кон- тролировалась. 586
Механизм переноса заряда в тонких пленках твердых растворов Bi 2 ( Tе 0.9 Se 0.1 ) 3
Рис. 1. Температурные зависимости удельного сопротивления в пленках Bi 2 (Tе
0.9 Se 0.1 ) 3 (см. рис. a) и в объемных монокри- сталлах Bi 2 (Tе 0.9 Se 0.1 ) 3 (см. рис. b). На рис.
1, а приведена типичная температур- ная зависимость удельного сопротивления пленок Bi
(Tе 0.9 Se 0.1 ) 3 в области температур 2.5−300 K. Хоро- шо заметен ” диэлектрический“ характер температурной зависимости сопротивления: с уменьшением темпера- туры удельное сопротивление пленки экспоненциально увеличивается. Для сравнения далее на рис. 1, b приведе- на температурная зависимость удельного сопротивления в плоскости слоев ρ par
(T ) монокристаллических объем- ных образцов Bi 2 (Tе
0.9 Se 0.1 ) 3 . Известно [8], что нелеги- рованные монокристаллы, например, Bi 2 Te
при синтезе из расплава стехиометрического состава уже изначально характеризуются наличием значительного количества собственных точечных дефектов структуры, обусловлен- ных переходом атомов Bi в положения атомов Te и наоборот
(так называемые антиструктурные дефекты), ведущих себя как акцепторы. А потому монокристаллы Bi 2
3 имеют всегда p-тип проводимости со значитель- ной концентрацией дырок p ≈ 10 18 −10 19 см − 3 . Такая
большая концентрация дефектов формирует в запрещен- ной зоне значительное количество локальных состояний, образующих широкую примесную зону, перекрывающу- юся с собственной зоной чистого кристалла. Поэтому при исследованиях электропроводности объемных моно- кристаллов типа Bi 2 Te
наблюдается типичный ” метал- лический“ ход температурной зависимости сопротивле- ния: с уменьшением температуры величина удельного сопротивления падает во всем температурном интерва- ле, а при низких температурах выходит на плато [9]. Как видно из рис. 1, в пленках удельное сопротив- ление на три-четыре порядка выше, чем в объемных монокристаллах. Для того чтобы объяснить наблю- даемую термоактивационную проводимость в пленках Bi 2 (Tе 0.9 Se 0.1 ) 3 , есть два варианта интерпретации полу- ченных данных. Одним из них является так называемая ” островковая“ проводимость, которая наблюдается прак- тически во всех, даже в чисто металлических (медь,
серебро, олово и т. д. ), пленках при малых толщинах (обычно это десятки нанометров), когда коалесценция (срастание) зародышевых островков еще не произошла. В этом случае за термически активационную проводи- мость могут быть ответственны два механизма переноса заряда с одного островка на другой — термоэлектронная эмиссия и барьерное туннелирование. В случае термоэлектронной эмиссии температурная зависимость проводимости должна иметь вид (формула Минна
) σ =
k B
exp
ϕ − γe 2
k B
(1)
где B — постоянная, характерная для конкретной плен- ки, T — температура, e — абсолютная величина заряда электрона, k B — постоянная Больцмана, a — расстояние между островками и ϕ — работа выхода электронов из массивного образца. Член γe 2
вклад сил изображения. Если расстояние a достаточно мало, то этот вклад составляет несколько электронвольт и разность ϕ − γe 2
В этом случае проводимость будет значительно выше. В случае учета барьерного туннелирования темпе- ратурная зависимость проводимости приобретает вид (соотношение Нейгебауэра и Уэбба)
=
√ 2mϕ h 2
a exp
− 4πl h p 2mϕ B exp
−
2
B
(2)
где A и B — постоянные; ϕ — потенциальный барьер между островками, приближенно равный работе выхода электронов из массивного образца с учетом сил изобра- жения; e — заряд электрона; m — эффективная масса электрона; ε — диэлектрическая проницаемость, вели- чина которой практически находится в пределах между значениями диэлектрических проницаемостей вещества подложки и вакуума; r — средний линейный размер островка. По нашему мнению, учитывая большие толщины исследованных пленок Bi 2 (Tе 0.9 Se 0.1 ) 3 (600−700 нм), бо- лее вероятен другой механизм переноса заряда при низких температурах. При напылении образуется силь- но разупорядоченная поликристаллическая структура с различными размерами кристаллитов (на что указывают Физика и техника полупроводников, 2013, том 47, вып. 5 588 Н.А. Абдуллаев, Н.М. Абдуллаев, Х.В. Алигулиева, А.М. Керимова, К.М. Мустафаева... Рис. 2. Температурная зависимость удельного сопротивления в пленках Bi 2 (Tе
0.9 Se 0.1 ) 3 в координатах Аррениуса. Рис. 3. Температурная зависимость удельного сопротивления в пленках Bi 2 (Tе
0.9 Se 0.1 ) 3 в координатах Мотта. данные рентгеновской дифракции и АСМ ) [7]. Посколь- ку это не монокристаллическая пленка, концентрация антиструктурных дефектов не так велика, соответствен- но широкая примесная зона, создаваемая дефектны- ми состояниями в запрещенной зоне, не перекрыва- ет всю запрещенную зону и остается активационная щель. И потому пленка Bi 2 (Tе
0.9 Se 0.1 ) 3 ” проявляет“ себя как узкозонный полупроводник. Из рис. 2 видно, что температурную зависимость удельного сопротивления можно разбить на два участка. Высокотемпературная часть 100−300 K хорошо аппроксимируется обычной экспоненциальной зависимостью с энергией активации носителей заряда ∼ 15 мэВ. Особый интерес представляет низкотемпературная область электропроводности (T < 100 K). На рис. 3 приведена температурная зависимость удельного сопро- тивления в координатах Мотта. Очевидно, что экспери- ментальные точки хорошо спрямляются в приведенных координатах в широкой области температур 2.5−71 K. Это дает нам возможность предположить, что в ука- занной области температур перенос заряда в пленках Bi 2
0.9 Se 0.1 ) 3 осуществляется посредством прыжковой проводимости носителей заряда по локализованным со- стояниям, лежащим в узкой полоске энергий вблизи уровня Ферми. В этом случае, как известно, элек- тропроводность описывается известным соотношением Мотта [10]:
ρ = ρ 0 exp
T 0
1/4 , T 0 = β k B
(µ)a 3
(3) Здесь g (µ) — плотность локализованных состояний на уровне Ферми, a — радиус близких к уровню Ферми локализованных состояний, k B — постоянная Больцма- на, β — число, зависящее от размерности задачи. По-видимому, быстрое вымораживание термоактиви- рованных носителей заряда в разрешенной зоне при понижении температуры приводит к тому, что насту- пает момент, когда наибольшую роль в электропровод- ности начинают играть прыжки носителей заряда по отдельным локализованным состояниям без активации в разрешенную зону. Конечно, прыжковому механизму проводимости присуща чрезвычайно малая подвижность, поскольку прыжки носителей заряда осуществляются по слабым перекрытиям хвостовых частей волновых функций соседних локализованных состояний. Одна- ко прыжковая проводимость превосходит зонную, так как в прыжковой проводимости могут принимать уча- стие все находящиеся на дефектах-донорах электроны (в Bi
2 (Tе
0.9 Se 0.1 ) 3 проводимость n-типа ), а в зонной — только экспоненциально малое число электронов зоны проводимости. Из данных рис. 3 и соотношений (3) можно опре- делить T 0 = 141 K. Для того чтобы оценить плот- ность локализованных состояний на уровне Ферми g (µ) Рис. 4. Полевая зависимость магнитосопротивления в коорди- натах ln
[ρ(H)/ρ(0)] = f (H 2 ). Физика и техника полупроводников, 2013, том 47, вып. 5 Механизм переноса заряда в тонких пленках твердых растворов Bi 2 ( Tе 0.9 Se 0.1 ) 3
из (3), необходимо знание радиуса локализованных состояний a. Радиус локализованных состояний a мож- но вычислить из данных магнитосопротивления. На рис. 4 приведены данные исследований магнитосопро- тивления в пленках Bi 2 (Tе
0.9 Se 0.1 ) 3 при температуре T = 2.5 K в интервале полей 0 < H < 20 кЭ в коор- динатах ln [ρ(H)/ρ(0)] = f (H 2 ). Обращает на себя вни- мание тот факт, что во всем исследованном интер- вале магнитных полей магнитосопротивление положи- тельно и линейно растет по величине с увеличением магнитного поля в координатах ln [ρ(H)/ρ(0)] = f (H 2 ). Известно, что положительное магнитосопротивление вида ln
[ρ(H)/ρ(0)] ∝ H 2 в области прыжковой прово- димости может быть обусловлено эффектом сжатия волновой функции в магнитном поле [11], а сама зависи- мость ρ (H, T ) имеет вид [11]: ln
(H)
(0)
= t 1
2
4
2
2 ~ 2 T 0
3/4 . (4)
Здесь численный коэффициент t 1 = 5/2016. Оценка радиуса
локализации a по соотноше- нию (4) дает для температуры T = 2.5 K величи- ну a = 120
A = 12 нм. Заметим, что это значение больше обычного и сопоставимо с размерами кристаллитов в пленках Bi 2 (Tе
0.9 Se 0.1 ) 3 [7]. Хотя в стандартной теории прыжковой проводимости радиус локализации представ- ляет собой не зависящую от температуры характери- стику локализованного состояния, возможно, что в силу каких-то, не учитываемых нами, коллективных эффектов радиус локализации оказывается функцией температуры. Как показано в [12], в этом случае уменьшение темпе- ратуры от 16 до 4.2 K приводит к увеличению радиуса локализации a (T ) более чем в 1.5 раза. Оценки из (3) дают плотность локализованных состояний на уровне Ферми g (µ) ≈ 8 · 10 20 эВ − 1 см − 3 . Такое обилие локали- зованных состояний в запрещенной зоне свидетельству- ет о сильной разупорядоченной структуре полученных пленок. Воспользовавшись (5) можно оценить среднюю длину прыжков R носителей заряда по локализованным состояниям [11]:
= 3 8 T 0
1/4 . (5)
При температуре T = 2.5 K она оказывается примерно равной R = 124
A . 3. Заключение Методом
” горячей стенки“ термическим испарени- ем в вакууме получены тонкие пленки твердого рас- твора Bi
2 (Tе
0.9 Se 0.1 ) 3 на стеклянной подложке. Про- ведены исследования электропроводности, магнитосо- противления и эффекта Холла в полученных плен- ках. Выявлено, что в отличие от объемных матери- алов в пленках Bi 2 (Tе
0.9 Se 0.1 ) 3 толщинами примерно 600−700 нм электропроводность имеет активационный характер во всей исследованной области температур 2.5−300 K. При температуре T = 2.5 K концентрация носителей заряда, определенная из эффекта Холла, n ≈ 10 17 см − 3 , и соответственно подвижность носителей заряда, µ ≈ 20 см 2 / (В ·с), значительно меньше, чем в объемных материалах [9]. Из анализа полученных данных по температурной зависимости электропроводности следует, что при вы- соких температурах 100−300 K проводимость опреде- ляется в основном термоактивированными носителями заряда по протяженным состояниям зоны проводимости с энергией активации, примерно равной 15 мэВ. При более низких температурах 2.5−70 K доминирует прово- димость, обусловленная прыжками носителей заряда по локализованным состояниям, лежащим в узкой полоске энергий вблизи уровня Ферми (прыжковая проводи- мость с переменной длиной прыжка ). Из зависимости сопротивления от величины магнитного поля оценены радиус локализации, а также плотность локализованных состояний и средняя длина прыжка носителей заряда. Различие в механизмах переноса заряда в объемных материалах и в тонких пленках Bi 2 (Tе 0.9 Se 0.1 ) 3 , обуслов- ленное различной степенью кристаллизации, и соот- ветственно упорядоченностью структуры стимулирует проведение в будущем дополнительных экспериментов по изучению электропроводности пленок при различных толщинах пленок, а также при различных температурах отжига.
Авторы благодарны коллективу Лаборатории элек- тронной кинетики Института физики твердого тела РАН за предоставление возможности проведения низкотемпе- ратурных исследований в сильных магнитных полях. Исследования были
проведены при
поддержке Фонда
развития науки
при президенте Азербай- джанской республики в рамках пилотного проекта EIF-2010-1 (1)-40/01-22. Список литературы [1] X. Liu, D.J. Smith, J. Fan, Y.-H. Zhang, H. Cao, Y.P. Chen, J. Leiner, B.J. Kirby, M. Dobrovolska, J.K. Furduna. Appl. Phys. Lett., 99, 171 903 (2011). [2] J. Zhang, Z. Peng, A. Soni, Y. Zhao, Y. Xiong, B. Peng, J.B. Wang, M.S. Dresselhaus, Q. Xiong. Nano Lett., 11, 2407 (2011).
[3] D. Teweldebrhan, V. Goyal, A.A. Balandin. Nano Lett., 10, 1209
(2009). [4] R. Venkatasubramanian, E. Siivola, T. Colpitts, B. O’Quinn. Nature, 413, 597 (2001).
[5] В.А. Кутасов, Л.Н. Лукъянова, П.П. Константинов. ФТТ, 42, 1985 (2000).
[6] Л.В. Прокофьева, Д.А. Пшенай-Северин, П.П. Константи- нов, А.А. Шабалдин. ФТП, 43, 1009 (2009). [7] Н.А.
Абдуллаев, Н.М.
Абдуллаев, А.М.
Керимова, С.Ш. Кахраманов, А.И. Байрамов, H. Miyamoto, K. Wakita, Н.Т. Мамедов, С.А. Немов. ФТП, 46, 1163 (2012).
Физика и техника полупроводников, 2013, том 47, вып. 5 590 Н.А. Абдуллаев, Н.М. Абдуллаев, Х.В. Алигулиева, А.М. Керимова, К.М. Мустафаева... [8] Б.М. Гольцман, В.А. Кудинов, И.А. Смирнов. Полупро- водниковые термоэлектрические материалы на основе Bi 2 Te 3 (М., Наука, 1972). [9] Н.А. Абдуллаев, Н.М. Абдуллаев, Х.В. Алигулиева, Т.Г. Ке- римова, Г.С. Мехдиев, С.А. Немов. ФТП, 45, 38 (2011). [10] Н.Ф. Мотт, Э.А. Девис. Электронные процессы в некри- сталлических веществах (М., Мир, 1974). [11] Б.И. Шкловский, А.Л. Эфрос. Электронные свойства
(М., Наука., 1979). [12] А.А. Пронин, В.В. Глушков, М.В. Кондрин, А.Г. Ляпин, В.В. Бражкин, Н.А. Самарин, С.В. Демишев. ФТТ, 49, 1336 (2007).
(Te 0 . 9 Se 0 . 1 )
solid solutions N.A. Abdullaev ∗
∗
∗
A.M. Kerimova ∗
∗
∗
N.T. Mamedov ∗
∗∗
∗∗∗
∗ G.M. Abdullaev Institute of Physics. Azerbaijan National Academy of Sciences, AZ-1143 Baku, Azerbaijan ∗∗ St. Petersburg State Polytechnic University, 195251 St. Petersburg, Russia ∗∗∗
Institute of Solid State Physics RAS, 142432 Chernogolovka, Moscow District, Russia Abstract Electrical conductivity, Hall effect and magnetoresis- tance in thin films of Bi 2 (Te 0.9 Se 0.1 ) 3 in wide temper8ature range 2.5−300 K and in magnetic fields up to 8 T have been investigated. In contrast with bulky crystals, the obtained Bi 2 (Te
0.9 Se 0.1 ) 3 films manifest dielectric rather then metallic type of electric conductivity. It is suggested that at high temperatures 100−300 K the conductivity is mainly determined by thermally activated carriers in extended states of the conduction band with activation energy approximately equal to 15 meV. At lower temperatures by 2.5−70 K the variable range hopping conductivity is dominated. From the data of the magnetoresistance and electrical conductivity evaluated the localization radius, the density of localized states and the average jump length of the charge carriers. Физика и техника полупроводников, 2013, том 47, вып. 5 Yüklə 201,25 Kb. Dostları ilə paylaş:
|