Исследование твердых растворов арсенид кадмия арсенид цинка Текст научной статьи по специальности «Физика»

ИССЛЕДОВАНИЕ ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ АРСЕНИД КАДМИЯ - АРСЕНИД ЦИНКА

© 2006 А.Ф. КНЯЗЕВ

Канд. физ.-мат. наук, доцент кафедры общей физики Курский государственный университет

В статье представлены результаты комплексного исследования свойств твердых растворов арсенид кадмия - арсенид цинка. Изучены гальваномагнитные, термомагнитные, фотоэлектрические и оптические свойства. На их основе определены зонные параметры растворов, проанализированы механизмы рассеяния носителей заряда. Показаны возможности практического применения исследованных твердых растворов в приемниках ИК-излучения.

Развитие современной электроники определяется как более углубленным изучением уже известных полупроводников, так и поиском новых, перспективных материалов. Определенное внимание уделяется соединениям типа АпВу, к которым относятся арсениды кадмия и цинка и твердые растворы на их основе. Характер изменения ширины запрещенной зоны от состава в системе арсенид кадмия - арсенид цинка подобен наблюдаемому в СёхН^1-хТе и позволяет получать сплавы с различной шириной запрещенной зоны в интервале от - 0,1 до 1 эВ [1], что делает их перспективными материалами для использования в приемниках ИК-диапазона спектра. Но проблема разработки приборов на основе Сё3-х7пхЛв2 может быть успешно решена только на базе глубокого изучения свойств этих сплавов.

В данной работе представлены основные результаты изучения свойств твердых растворов Сё3-х7пхЛБ2 , выполненных в Институте прикладной физики АН Молдавской ССР, МГУ им. М.В. Ломоносова (кафедра физики низких температур), ФТИ им. А.Ф. Иоффе, ГИРЕДМЕТе (Москва) и др.

Арсенид кадмия - узкозонный полупроводник п-типа с зонной структурой типа теллурида ртути. Для уточнения зонных параметров Сё3ЛБ2 необходимы кристаллы с широким интервалом концентраций электронов. Нами были получены объемные кристаллы Сё3ЛБ2 с концентрацией электронов до 0,3• 10 24м-3 при Т = 85 К (АС 921287 от 12.03.1980 г). С целью уточнения зонных параметров арсенида кадмия нами в более широком

24 24 -3

интервале концентраций - от 0,3• 10 до 2^10 м " при 85 К - исследованы магнетополевые зависимости термоэдс и коэффициента Холла и определена концентрационная зависимость массы плотности состояния электронов. Полученные данные проанализированы совместно с литературными данными по методике, предложенной в [2] на основе трехзонной модели Кейна.

На рисунке1 показана концентрационная зависимость эффективной массы плотности состояний электронов. По наклонному и отсеченному

отрезку прямой определены значения Е0 = 0,106 эВ и масса на дне зоны

*

проводимости т п = 0,012 т0 [3].

Дальнейшее уточнение зонных параметров Сё3ЛБ2 было проведено на основе модели Боднаря, принятой в настоящее время для Сё3ЛБ2 [4]. С этой целью были рассчитаны зависимости т /т 0(п) и а (п). В качестве подгоночного параметра была использована ширина, запрещенной зоны. Определенное таким образом значение Е8 равно 0,12 эВ.

Нами впервые были выращены из газовой фазы монокристаллы Сс13_х7пхА82 дох= 1,3 (АС 1001705 от 25.02. 1981г.).

На них были выполнены

твердых растворов п 2.5

1.5

0.5

я V

ж'* а } * > » ✓ л

о /й о/

О 1 *2

комплексные исследования

гальвано- и термомагнитных свойств. На основе модели Кейна были рассчитаны значения приведенного уровня Ферми п, параметра рассения г

непараболичности

параметра 3п йш

Г

0.5 1 1.5 2

пг/3- 10"Ц м~г

Рис.1. Концентрационная зависимость эффективной массы плотности состояний электронов в арсениде кадмия Т = 85К;

1 - наши данные 2 - литературные данные

ш * йп’

кейновской константы Р, эффективной массы плотности состояний электронов на уровне Ферми т п / т 0 при 85 и 300 К. Полученное значение г близко к известному в арсениде кадмия и свидетельствует о том, что подвижность электронов в изученных сплавах, по-видимому, определяется, как и в Сё3ЛБ2, рассеянием на ионах примесей, оптических и акустических колебаниях решетки.

Для установления характера рассеяния электронов в п - Сё3-х7пхЛБ2 проведены расчет и анализ зависимости холловской подвижности электронов ц от состава сплава. Была использована теория Завадского, развитая для узкозонных полупроводников с непараболической зоной проводимости. Предполагалось, что при 4,2 К подвижность электронов ограничена преимущественно рассеянием на ионах примеси. Сопоставление теоретического расчета зависимости ц (х) и эксперимента позволило определить величину статической диэлектрической проницаемости 80 (80 = 57). При 77 и 300 К (рис. 2,3) подвижность электронов обусловлена рассеянием на ионах примеси, оптических и акустических колебаниях решетки. При 77 К основными механизмами, определяющими подвижность электронов в п - Сё3-х 7пх Лб2 являются рассеяние на оптических фононах и ионах примеси. При 300 К подвижность определяется рассеянием на оптических колебаниях решетки; с ростом содержания цинка в сплаве возрастает вклад рассеяния на ионах примеси. Вклад акустических фононов

мал при 77 и 300 К. На теоретической зависимости ц (х) имеет место слабый максимум вблизи бесщелевого состава, который проявляется также в эксперименте и может служить дополнительным подтверждением типа зонной структуры Сё3-хЛБ2 и сплавов на его основе [5].

уф _1«(й

Рис. 2. Зависимость подвижности Рис.3. Зависимость подвижности

электронов в п-Сё3-^пхЛ82 от состава электронов в п-Сё3-^пхЛ82 от состава

при Т = 77К. сплошные линии - при Т = 300К. сплошные линии -

расч ет ц ак, ц оп, ц и, ц. о - наши данные расчет ц ак, ц оп, ц и, ц. о - наши данные

Были изучены осцилляции Шубникова-де Г аза в п - Сё3.х 2пх Лб2 (х<

0,9) при Т = 2,1 и 4,2 К в магнитных полях до 19 Тл. Наблюдались осцилляции магнетосопротивления и холловского напряжения. В исследованных образцах отношение пх/пшг близко к единице, т.е. в зоне проводимости этих сплавов имеется только один минимум. Из анализа температурных зависимостей амплитуд осцилляций рассчитаны величины циклотронных эффективных масс т с/т0. Близость величин т /т0 и тс /т0 подтверждает вывод о количестве минимумов в зоне проводимости. Форма поверхности Ферми в этих сплавах близка к сфере, что согласуется с литературными данными по Сё3.х 2пх Л82 [6].

У двух образцов на осцилляционных кривых поперечного

магнетосопротивления проявилось спиновое расщепление максимумов с N < 3 . Определенные из эксперимента значения g - фактора (^ =23)

сопоставлены

Рис. 4. Температурные зависимости для электропроводности для компе нсированных сплавов р-С^-х2пхЛ82

Рис. 5. Зависимости ЯТ32 от 103/Т для компенсированных сплавов р-Сё3-х2пхЛз2

ВТ3'*

3 3,5 ■

с теоретическим рассчитанными величинами g хеор, причем g хеор. > g ЭкСП.

, что может быть обусловлено неучетом в модели Бондаря высших зон.

Растворы Сё3.х 7пх Лб2 при х < 1,5 обладают п-типом проводимости, а при х > 1,5 - р-типом. Нами были получены легированные селеном сплавы р - Сё3.х 7пх Лб2 и изучены в них явления переноса [7]. В этих сплавах впервые обнаружена и исследована фотопроводимость [8].

Результаты изучения явлений переноса в этих кристаллах показаны на рис. 4, 5, а спектры фотопроводимости для кристаллов разных составов - на рис. 6 [7].

Рис. 6. Спектральная

зависимость фото

проводимости кристаллов С<і3_х2пхА82 разных

1 г\г\ т г

Из приведенных выше результатов была определена ширина, запрещенной зоны Еg для кристаллов разных составов (при Т=0 и Т=300 К).

Экспериментальные данные были обработаны методом наименьших квадратов и обнаруживали следующие зависимости вблизи температуры жидкого гелия и при 300 К соответственно (рис. 7):

Еg = -0.1+0.39х (эВ),

Е„ = -0.19+0.38х (эВ).

Рис. 7. Зависимость ширины запрещенной зоны Сё3-х7пхАБ2 от состава при 0^20 (а) и 300К (б)

Имеет место переход полупроводник-полуметалл в сплавах составов х=0,26 и х=0,5 вблизи температуры жидкого гелия и при 300 К соответственно [8].

На компенсированных кристаллах р-С^-х2пхАБ2 (х>1.6) были измерены вольт-ваттные характеристики (Т=90 К), приведенные на рис.8.

Рис.8. Вольт-ваттные характеристики образцов р-Сё3-х7пхА82, легированные селеном

Для образца 558 при Р<10'6 Вт Ли/ЛР=3 106 В/Вт, что выше, чем у приемников ИК-излучения на основе известных материалов РЬТе и РЬ8. Это может представлять определенный интерес для разработчиков приемников в ближней ИК - области спектра.

Подробнее изучение фотопроводимости в кристаллах х-1,8 показало, что фотоотклик зависит от температуры [9]. Видно (рис. 9.), что

максимальный сигнал имеет место при Т=130 К.

Рис.9. Спектры фотопроводимости образца Сё1^П1,8Л82, легированного селеном, снятые при разных температурах

Это качественно объясняется с помощью модели Холла-Шокли-Рида с одним типом ловушек для случая малого уровня возбуждения. При низких температурах в легированных кристаллах твердых растворов арсенид кадмия-арсенид цинка обнаружены долговременные релаксации (ДР) фотопроводимости и остаточная проводимость (ОП) [10]. Установлено, что после засветки образца фототок возвращается к темновому значению за десятки часов (рис. 10).

Рис. 10. Релаксационные кривые фототока в легированных кристаллах р-Сё3-х2пхЛБ2. Т = 77 К. 1 - темновой ток для образца №12, 2 - для образца №16

На рис. 10 показаны типичные релаксационные кривые фототока для двух

образцов состава х~1,8. В момент времени t = 0 засветка выключалась и образцы находились в темноте. На релаксационных кривых присутствует быстрая и медленная части зависимостей фототока от времени. Времена релаксации фототока составляют часы и десятки часов, что характерно для явлений ДР и ОП. В этих кристаллах обнаружено и явление температурного гашения остаточной проводимости. При нагреве в темноте образцов до Т ~ 200 К остаточная проводимость исчезает, т. е. при охлаждении образцов до 77 К их электропроводимость становится равной темновой.

Для описания спада фототока в исследуемых материалах была использована двубарьерная модель [11], в которой геометрическая форма неоднородностей имеет вид потенциальных барьеров переменной высоты, перпендикулярных направлению тока. Эта модель реализуется в поликристаллах, например, вследствие флуктуации плотности и спектра поверхностных состояний на границах кристаллитов. Согласно [11], спад тока в состояниях ОП имеет вид

I = Io(1 + at)'7,

где I0 - начальный ток в состоянии ОП, а и у - постоянные коэффициенты. Вид кинетики спада фототока (рис. 11) свидетельствуют о том, что данная модель удовлетворительно описывает экспериментальные результаты.

Рис. 11. Кинетика затухания ОП в образцах С^.232п1.77Л82:8е разной толщины: а = 7,8 •Ю-3 (1), 1,010-2 (2) 2,2 •Ю-2 с-1 (3) для образцов толщины 2, 1 ,0,2 мм соответственно

Высоты барьеров оказались следующими: ф = 0,1 эВ, а фа = 0,03 ^ 0,07 эВ [10].

Нелегированные и легированные образцы Сё3-х7пхЛБ2 вырезались из слитков, выращенных методом Бриджмена.

На монокристаллах Сё3-х7пхЛБ2 (х = 1,8; 2,25; 2,55) были измерены спектры отражения в диапазоне 700 - 50 см-1 при комнатной температуре. Измерения выполнялись с помощью Фурье спектрометра Бгикег - Ш8 113 V в спектральном диапазоне от 5000 до 50 см-1.

Спектры отражения, наиболее информативные для анализа, получены в области длин волн 700 - 50 см-1, и для образцов различного состава они практически одинаковы. Наблюдается лишь небольшое смещение спектров

вдоль оси коэффициента отражения. Наибольшая амплитуда обнаружена в образце состава х = 2,55 (рис. 12), а наименьшая - в образце с х = 1,8.

R.oth. ед 0.6-1

0.0-f.—-—Iг-- 1 .■ ..— Ч --"—I—; "■ I...г- "у......

600 500 400 300 200 100. „ .

Л СМ

Рис. 12. Спектр отражения образца Са3-х2пхЛ82 состава х = 2,55 при комнатной температуре

Для обработки экспериментальных зависимостей Я(ш) использовалось соотношение Крамерса-Кронига. Затем на основе Я(ш) и 0(ш) определены спектральные зависимости показателя преломления п(ш) (рис. 13) и

поглощения к(ш), а затем с их помощью - действительная 81 и мнимая 82 части диэлектрической проницаемости

8 = 81 + 1 82.

Частоты оптических колебаний решетки определены из графиков по положению максимумов функции 1т 8 - для поперечных и 1т 8-1 - для продольных колебаний. Их оказалось пятнадцать. Девять из них удовлетворительно согласуются с данными для Сс13А82 [12].

Рис. 13. Спектральная

зависимость показателя

преломления образца состава х = 2,55

Библиографический список

1. Wagner R.J., Palic E.D., Swiggard T.M. Interband Magneto-absorption in Cd3-x Znx As2 and Cd3 As P2^ // J. Phys. Chem. Solids Suppl. - 19l1. - № 1. - Р. 4l1-480

2. Aubin M.J., Caron L.G., Jay-Gerin J.-P. Phys. Rev. - 19ll. - B 15. - P. 38l2

X.CM1

3 Арушанов Э.К., Князев А.Ф., Натепров А.Н., Радауцан С.И. Зонные параметры арсенида кадмия // ФТП. - Вып. 9. - 198. - С. 1839-1841.

4. Bodnar J. Energy Band Structure of Cd3 As2. Near K = 0 on the Basis of Shubnikov-de Haas-van-Alphen Effects // Proc. 111 Int. Conf. Phys. Narrow-Cap Semicond.- Warsaw, 1977 (Warsaw, Polish Scientific Publ.: 1978).- Р. 311-316.

5. Князев А.Ф., Лисунов К.Г., Натепров А.Н. Подвижность электронов в твердых растворах арсенид кадмия - арсенид цинка // Тезисы докладов ХХ11 Всесоюзного совещания по физике низких температур (Кишинев, 1982). - Харьков, 1982. - Ч.2. -С. 191-192.

6. Aubin M.J., Portal J.C. Shubnikov -de Haas Oscillations in Cd3-x Znx As2 Alloys // Solid St. Comm. - 1981. - V. 53. - № 17. - Р. 1642-1645.

7. Князев А.Ф. Известия Академии Наук Молдавской ССР. Сер. Физико-матем. и техн. наук. - 1984. - № 2. - С. 31-35.

8. Арушанов Э.К., Князев А.Ф., Натепров А.Н., Радауцан С.И. Зависимость ширины запрещенной зоны Cd3-x Znx As2 от состава // ФТП- 1983.- Т. 17. - Вып. 7. - С. 1202-1204.

9. Князев А.Ф., Натепров А.Н. Температурная зависимость фотопроводимости в Cd3-x Znx As2 // Известия Академии наук Республики Молдова. - 1993. - № 3. - С.42-44.

10. Белогорохов А.И., Захаров И.С., Князев А.Ф., Кочура А.В. Фотоэлектрические явления в кристаллах Cd1,23Zn1,77As2 , легированного селеном // Неорганические материалы. - 2000. - Т. 36. - № 7. - С. 788-791.

11. Сандомирский В.Б., Ждан А.Г., Мессерер М.А., Гуляев И.Б. Механизм замороженной (остаточной) проводимости полупроводников // ФТП. -1973. - Т.7. - № 7. -С .1314-1321.

12. Белогорохов А.И., Захаров И.С., Князев А.Ф., Кочура А.В. Оптические свойства твердых растворов арсенид кадмия-арсенид цинка в инфракрасной области // Известия КГТУ. - 2000. - № 4. - С. 153-160.