Анизотропия электропроводности в облученных кристаллах TlInS 2 Текст научной статьи по специальности «Физика»

Р.С. Мадатов, А.И. Наджафов, В.С. Мамедов, М.А. Мамедов

АНИЗОТРОПИЯ ЭЛЕКТРОПРОВОДНОСТИ В ОБЛУЧЕННЫХ КРИСТАЛЛАХ Т11п82

Институт радиационных проблем Национальной академии наук Азербайджана, ул. Ф. Агаева, г. Баку, АЗ-1143, Республика Азербайджан, msrahim@ ramhler.rH

Введение

В литературе имеются данные о значительной концентрации дефектов в анионной подрешет-ке бинарных и тройных халькогенидов типа А3В6 и А3В3С62 [1-3]. Этот факт особенно ярко выражен в сульфидах вышеуказанных соединений. Т11п82 — один из немногих полупроводниковых соединений, в кристаллах моноклинной модификации которого наблюдается последовательность несоразмерных и сегнетоэлектрических фазовых переходов. Очевидно, что вакансии, имеющиеся в анионной подрешетке этих соединений, должны отражаться на особенностях электропроводности в температурной области 170-220 К, а также на фотоэлектрических свойствах.

Характерным свойством кристаллов Т11п82 является их способность к образованию дефектов упаковки, очень влияющих на электропроводность этих кристаллов [4, 5]. По всей видимости, такая высокая концентрация собственных дефектов связана с сильной анизотропией сил связей в таких структурах, которая способствует возникновению многочисленных дефектов стыковки слоев, вакансий и дислокаций. Это приводит к нарушению трансляционной инвариантности кристаллической структуры и возникновению локализованных состояний в запрещенной зоне кристалла. Влияние дефектов упаковки на электрические свойства дефектных кристаллов, а также взаимодействие этих дефектов с радиационными дефектами до настоящего времени не изучено.

В данной работе приводятся результаты исследования анизотропии электропроводности кристаллов Т11п82 гексагональной модификации, облученных у- квантами при комнатной температуре.

Методика измерений

Для исследования были выращены монокристаллы Т11п82 путем отжига монокристаллов моноклинной модификации при 650 К в течение 30 дней. Кристаллы имели п-тип проводимости и обладали удельным сопротивлением (1-6)-106 Омсм. Параметры элементарной ячейки этих кристаллов имеют следующие значения: а=3,82А, с=14,85А. В качестве омических контактов использовался индий. Измерения проводились в направлении, параллельном и перпендикулярном оси с кристаллов [б]. Облучение образцов у-квантами осуществлялось на установке Со60 при комнатной температуре. При этом для исключения их нагрева кристаллы охлаждались парами жидкого азота, причем их температура не поднималась выше 290 К.

Экспериментальные результаты и обсуждение результатов

На рис. 1 и 2 представлены температурные зависимости электропроводности кристаллов Т11п82 гексагональной модификации (ГМ) в направлении, перпендикулярном (с!С) и параллельном (сиС) оси с, облученных у-квантами при 300 К. Как видно из рис. 1, электропроводность необлучен-ных кристаллов в направлении С!С в области температур 210-220 К имеет глубокий минимум с энергией активации Е + 0,49 эВ и при дальнейшем уменьшении температуры претерпевает экспоненциальный рост (кривая 1). При облучении образцов дозами 50 и 100 крад электропроводность кристалла увеличивается и характер зависимости сохраняется, но при этом наблюдается смещение минимума в сторону высоких температур (250 К), в результате его глубина и ширина уменьшаются (кривые 2 и 3). Из рис. 2 также видно, что на кривой зависимости сиС (Т) наблюдается минимум в области температур 180-190 К, который также смещается в сторону высоких температур, его глубина и ширина уменьшаются с ростом дозы облучения. Анализ температурной зависимости электропроводности показал, что согласно данным [7, 8] в кристаллах Т11п82 гексагональной модификации различие механизмов проводимости в различных кристаллических направлениях обусловлено влиянием неконтролируемых примесей, осаждающихся на дефектах упаковки. Это, вероятнее всего, служит причиной уменьшения анизотропии электропроводности во всем температурном интервале по мере увеличения дозы облучения.

© Мадатов Р.С., Наджафов А.И., Мамедов В.С., Мамедов М.А., Электронная обработка материалов, 2010, № 2, С. 77-79.

На рис. 3 приведены зависимости с1С и спС от дозы облучения при комнатной температуре. Как видно из рисунка, при дозах до 30 крад электропроводность кристаллов незначительно изменяется в обоих направлениях. При дозах облучения в интервале 30-120 крад (кривая 1) зависимость с1С ~АР), проходя через минимум, резко возрастает, в дальнейшем с ростом дозы облучения наблюдается незначительный рост электропроводности. Следует отметить, что в интервале 30-120 крад электропроводность в направлении, параллельном оси с (сиС), экспоненциально растет, и далее характер зависимости спС ~А(П) повторяется, как и в случае ст1С ~АР). Сравнение кривых 1 и 2 (рис. 3) показывает, что при облучении малыми дозами нелегированного п-Т11п82 ГМ вводятся радиационные дефекты типа собственного акцепторного дефекта в объеме и межслоевом пространстве кристалла.

lgOxC, Ом1»!"1

Ом-1-М-1

103/Т, К 1

Рис. 1. Температурные зависимости электропроводности п-Т11пБ2 ГМ в направлении а1С до (1) и после облучения у-квантами дозой 50 (2) и 100 крад (3)

103/Т, К 1

Рис. 2. Температурные зависимости электропроводности п-Т11пБ2 ГМ в направлении ииС до (1) и после облучения у-квантами дозой 50 (2) и 100 крад (3)

lgof Ом '-м1

100 200 300

Рис. 3. Зависимость удельной электропроводности (при 293К) n-TlInS2 от дозы облучения. 1 - в направлении, перпендикулярном оси с; 2 - в направлении, параллельном оси с

Действительно, полученные результаты свидетельствуют о том, что различие механизмов проводимости в разных кристаллических направлениях обусловлено влиянием неконтролируемых примесей, осаждающихся на дефектах упаковки кристаллов Т11п82. Указанный характер изменения электропроводности кристаллов п-Т11п82 ГМ свидетельствует об образовании при облучении в запрещенной зоне Т11п82 непрерывного ряда глубоких акцепторных уровней [9], принимающих на себя часть электронов. При дальнейшем облучении характер зависимости спС и ст1С ~ ДТ изменяется (рис. 1 ,2). Это связано с тем, что длительное облучение смещает уровень Ферми ближе к середине запрещенной зоны, радиационные уровни, созданные облучением, оказываются при этом этого уровня. Поэтому при повышении температуры электропроводность растет за счет увеличения концентрации электронов в зоне проводимости. Это и служит причиной уменьшения анизотропии электропроводности во всем температурном интервале по мере увеличения дозы облучения. Уменьшение ст1С в интервале доз до 60 крад по сравнению с стиС происходит вследствие накопления радиационных де-

фектов в межслоевом пространстве кристалла. Это означает, что накопления радиационных дефектов на межслойных пространствах приводят к искривлению дна зоны проводимости и образованию потенциальных ям для носителей заряда. Увеличение количества дефектов служит причиной разупоря-дочения в расположении слоев и тем самым способствует росту межслоевого барьера. Широкий диапазон значений анизотропии электропроводности обусловлен присутствием вышеуказанных неконтролируемых примесей, которые, осаждаясь на дефектах упаковки, вносят разупорядочение вдоль оси с. Дислокация таких примесных включений при термообработке способствует проявлению трехмерного характера „с" зоны кристаллов TlInS2 ГМ.

Полученные результаты, в частности спад CiC при малых дозах облучения, свидетельствуют о том, что, начиная с некоторой дозы (зависящей от исходной концентрации примесей), наблюдается накопление радиационных дефектов в межслоевом пространстве вдоль плоскости и в слоях. В результате этого уменьшаются подвижность основных носителей и, следовательно, электропроводность в обоих направлениях. При увеличении дозы облучения вследствие взаимодействия радиационных дефектов с исходными неоднородностями происходит образование сложных дефектов, в результате чего электропроводность в обоих направлениях экспоненциально увеличивается. Полагаем, что уменьшение электропроводности при малых дозах в случае CiC связано с частичной компенсацией исходного уровня донорного типа. Облучение большими дозами (выше 200 крад) n-TlInS2 ГМ приводит к образованию скоплений радиационных дефектов в межслоевом пространстве и сильной компенсации материала.

Анализ результатов проведенных экспериментов показал, что неравновесные точечные радиационные дефекты, образованные в слоях, мигрируя, скапливаются в межслоевом пространстве и тем самым снижают анизотропию кристалла при высоких дозах облучения.

ЛИТЕРАТУРА

1.Шелег А. У., Плющ О.Б., Алиев В.А. Рентгенографические исследования несоизмеримой фазы в кристаллах P-TlInS2 // ФТТ. 1994. Т. 36. В. 1. С. 226- 230.

2. Керимова Э.М., Мустафаева С.Н., Магеррамов А.Б. Влияние примесей Ag, Cu и Sn на электрические и фотоэлектрические свойства монокристаллов TlInS2 // Неорган.материалы. 1997. Т. 33. В.11. С.1325-1326.

3. Mamedov K.K., Abdullaev A.M., Kerimova E.M. Heat capacities of TlInS2 crystals at low temperatures // Phys. Stat. Sol.(a). 1986. V. 94. № 1. P. 115-119.

4. Алиев С.Н.,Наджафов А.И.,Алекперов О.А. Получение и исследование свойств гексагонального TlInS2 // Изв. АН СССР, Неорган. Материалы.1991.Т. 27. № 3. С. 621-622.

5.Алекперов О.А., Наджафов А.И. Аномалии диэлектрической проницаемости в политипах моноклинной модификации TlInS2 // Неорган. материалы. 2004. Т.40. № 12. С. 1423-1426.

6. Лысов В.Ф. Практикум по физике полупроводников. М.: Просвещение, 1976. 207 с.

7. Шелег А. У., Иодковская К.В., Родин С.В., Алиев В.А. Влияние у-облучения на электропроводность и диэлектрические свойства кристаллов P-TlInS2 в области существования несоразмерной фазы // ФТТ. 1997. Т. 39. № 6. С.1088-1090.

8. Мустафаева С.Н., Алиев В.А., Асадов М.М. Прыжковая проводимость на постоянном токе в монокристаллах TlGaS2 и TlinS2 // ФТТ. 1996. Т. 40. № 4. С. 612-615.

9. Мадатов Р.С., Наджафов А.Н., Мамедов В.С., Мамедов М.А. Эффект переключения в монокристаллах TlinS2, облученных у-квантами // Известия НАН Азербайджана. 2008. Т. 27. № 2. С. 64-67.

Поступила 07.10.09

Summary

Investigations of anisotropy of electric conductivity in the hexagonal crystals of TlInS2, irradiated by gamma-rays are conducted. It is found that at low-dose irradiation (~50 krad) the accumulation of radiation defects takes place in the interlayer space as well as in the plane of layers. This results in decrease of С!С and с||С electric conductivity. At high-dose irradiation (more than 200 krad) a formation of complex defects takes place due to the interaction between radiation defects with the original inhomogeneities. As a result, electric conductivity in both directions increases exponentially.