CC BY
136
Физика твердого тела
УДК 621.318.134.029.64
Л.А. Митлина, А.Д. Харламов, И.В. Колосова, А.Е. Лёвин
СТРУКТУРНЫЕ ДЕФЕКТЫ И ЯВЛЕНИЯ ПЕРЕНОСА В ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ ФЕРРОШПИНЕЛЯХ
Проведены температурные исследования электропроводности, термо- э. д. с., эффекта Холла пленок феррошпинелей с различным типом дислокационной структуры. Пленки получены газофазным методом на плоскости (001) окиси магния.
Показано, что в интервале температур 300+600 К при одной плотности дислокаций проводимость осуществляется прыжками локализованных носителей, а в другом случае - делокализованными носителями в примесной зоне.
Энергия активации электропроводности пленок совпадает с энергией дислокационного уровня. Концентрация примесей превышает максимальную концентрацию ненасыщенных связей дислокаций, сосредоточенных по границам блоков. Из-за взаимодействия дислокации с примесями прыжковая проводимость не осуществляется перескоками по примесям.
В процессе синтеза и охлаждения в эпитаксиальных магний-марганцевых феррошпинелях, полученных газофазным методом на окиси магния, некоторая доля несоответствия и термических напряжений релаксирует за счет генерации дислокаций, поверхностная плотность которых порядка 109-1010 м-2 [1]. Дополнительная генерация дислокаций происходит за счет разориента-ции зародышей, поскольку рост пленок феррошпинелей осуществляется трехмерным зароды-шеобразованием. Мелокомозаичная структура, возникшая на ранней стадии роста, сохраняется на протяжении дальнейшего роста пленок [1]. Остаточная макродеформация составляет 10-3 [2] для пленок магний-марганцевого феррита и 10-2 [3] для пленок марганцевого феррита. Дислокации имеют отрицательный заряд линейной плотности 10-12 кл/м [4].
Кроме того, в условиях хлоридного процесса трудно осуществить получение точного стехиометрического состава, так как он достигается лишь при строго определенном сочетании температуры и парциальных давлений в газовой фазе. Отклонение от стехиометрии эквивалентно присутствию в кристалле точечных дефектов.
Все это приводит к флуктуации плотности электрических зарядов в пленках феррошпинелей. Поэтому их можно рассматривать как неупорядоченную среду [5], в частности, как легированный полупроводник, электропроводность в котором осуществляется в широком интервале температур в непериодическом силовом поле примесей [6].
В работе проведены температурные исследования электропроводности, термо- э. д. с., эффекта Холла с целью выяснения влияния дефектов, возникших в процессе синтеза и охлаждения, а также генерируемых при деформации изгибом, на кинетические явления.
Объекты и методы исследования
Объектом исследования явились пленки исходного состава MnxFe3-xO4, MgxMnl-xFe2O4 с различным значением х. Пленки получены на плоскости (001) окиси магния в условиях сэндвич-метода.
По данным микроанализа источнику MnxFe3-xO4, с х=1; 0,65 в пленке соответствует состав х=1,23; 0,91, источнику MgxMnl-xFe2O4 с х=0,6 соответствует в пленке х=0,3.
Дислокационная структура выявлялась методом избирательного травления в кипящем растворе HCl:H2O = 1:1. Термо- э. д. с. и э. д. с. Холла измерялась потенциометрическим методом. Деформация образцов осуществлялась при комнатной температуре сосредоточенной силой, приложенной к середине образца, лежащего на двух опорах [7].
Результаты эксперимента и их обсуждение
Зависимость lnp = f (1/T) для исследуемых пленок носит сложный характер. Она как бы состоит из отдельных участков, каждый из которых может быть описан функцией p~exp(E/kT). Изломы соответствуют тому, что энергия активации при повышении температуры меняет свои значения. В частности, для пленок исходного состава MnFe2O4 толщиной ~30 мкм в области (77^120) К Е~0,31 эВ, (120^300) К Е-0,33 эВ [8], (300^700) К Е~0,4 эВ. Для пленок Mg-Mn ферритов в области высоких температур 800^900 К наблюдается участок с положительным температурным коэффициентом сопротивления, который исчезает после атмосферного отжига при Т~700 К [8].
При используемой нами технологии получения пленок закалка производится от температур 800-700 К. Равновесная концентрация тепловых вакансий при температуре Т [9]:
Wf ^
@ N0 exp
n
. kT 0
2,7-1028 м-3 - число узлов в 1 м3. Энергия образо-
где Wf - энергия образования вакансии, N0 ~ вания анионной вакансии в ферритах ~ 0,78 эВ [10] и катионной ~ 0,6 эВ; концентрация вакансий при 700^800 К порядка 1023 м-3. Если осуществить быстрое охлаждение пленок до комнатной температуры, то вакансии не смогут продиффузировать к имеющимся стокам и значительное их число "заморозится". Кроме того, при охлаждении кристалла из-за термических напряжений происходит дополнительная генерация точечных дефектов. При в~10"3 согласно [11] возможно образование пвак~1022 м-3 в пленках магний-марганцевого феррита и при в~10"2 в пленках марганцевого феррита пвак~1023 м-3.
Если связать область температур 800^900 К на зависимости 1пр = Д1/Т) с областью истощения примесей, то по температуре перехода (Тп) можно оценить энергию ионизации донора Е0 (кТп = Е0). При Тп ~ 800 К Е0 составляет 0,07 эВ. Экстраполяция еаТ, где а - коэффициент тер-мо- э. д. с., на Т = 0 (рис. 1) дает 'Л Е0. Исходя из этих данных для пленок магний-марганцевого феррита Е0 того же порядка (0,07 эВ). Считая изолированный донор водородоподобным атомом, энергию ионизации можно выразить через концентрацию доноров N [12]:
Е 0 =
4 - p
N '7•
г?
<и
где c - диэлектрическая мость. Подставляя Е0 ~
получим концентрацию
N
10
,26
-3
проницае-0,07 эВ, доноров м . Таким образом, концентрация доноров превышает расчетную концентрацию вакансий. Это означает, что в пленках Mg-Mn феррита содержатся химические
примеси, по-видимому, избыточные
из-за диссоциации Бе203 в синтеза. Следовательно, за 1пр = f(1/T) в области
ионы Fe процессе аномалии
2+
Р и с. 1. Изменение еаТ с температурой для пленок состава:
1 - MnlдзFel•77O4• 2 - Mn0,93Fe2,07O4^
3 - Mg0,3MB0,6Fe2O4, 4 — MnQ,7gFe2,22O4
800^900 К ответственны не только термические дефекты, но и дефекты, связанные с переходом Бе3+ ^ Бе2+ в
этой области температур [13].
Для пленок марганцевого феррита аномалии 1пр = f(1/T) в области 800^900 К менее ярко выражены. Концентрация тепловых вакансий и деформационных одного и того же порядка ~ 1023 м-3. Экстраполяция еаТ на Т=0 дает энергию ионизации донора Е ~ 0,03 эВ, что совпадает с энергией активации электропроводности объемных марганцевых ферритов в области низких температур [14] и энергией активации электропроводности пленок после вакуумного отжига [15].
Известно, что электроны примесей могут быть захвачены дислокациями, в результате чего дислокации приобретают отрицательный заряд [16]. Для сохранения электронейтральности вокруг дислокации должны находиться ионизованные примеси. Оценим зарядовое состояние
2
3
г"
л
/5
дислокации, положение локального дислокационного уровня в энергетическом спектре эпитаксиальных феррошпинелей и роль дислокаций в переносе носителей.
В пленках магний-марганцевых феррошпинелей релаксация напряжений несоответствия происходит в основном за счет краевых дислокаций системы {110} <110> [17]. Добавочная полуплоскость в такой системе оканчивается отрицательным зарядом и дефект имеет донорный характер [14]. Учитывая сильную тенденцию ионов Мп образовывать ковалентные связи [18], следует ожидать появления дислокационного уровня Ед в энергетическом спектре марганец -содержащих феррошпинелей.
Линейная плотность заряда для пленок исходного состава Mg0,6Mn0,4Fe2O4 составляет
(5,0^5,4>10-12 Кл-м-1. В таком случае плотность добавочных электронов на единицу длины дислокации 1/а ~ (3,1^3,7)-107 м-1. Для чисто краевой дислокации расстояние между ненасыщенными связями с~0,866 Ь, где Ь - вектор Бюргерса. Для пленок магний-марганцевого феррита с~5,1 -10-10 м. Если пд - поверхностная плотность дислокаций, то объемная плотность состояний, т.е. концентрация
п д
оборванных связей,
№
и
I
15 Г "
Сз
С1
& 3 £■ Ю*
Р и с. 2. Изменение плотности дислокаций (1) и концентрации доноров (2) от степени деформации
пз =
с
Степень заполнения
с
{ -----0,016^0,019. Степень заполнения электронами уровня Ед определяется функцией Ферми
а
[19]:
Г + 1 (Ед
1 + — ехр
2
кТ
при Р~0,02, Ед - т = 0,16 эВ. Положение уровня Ферми можно определить по зависимости еаТ от Т (см. рис. 1, кривая 3). Из графика следует, что т при (300^700) К ~ 0,08 эВ. Следовательно, энергия дислокационного уровня Ед ~ 0,24 эВ, что находится в удовлетворительном согласии с
энергией активации электропроводности, найденной по зависимости 1пр = :Р(1/Т) в области температур (300^700) К. Энергия активации электропроводности выше, чем энергия активации термо- э. д. с.(Еа~0,01 эВ). Это позволяет предполагать, что проводимость в данной области температур осуществляется термически активированными прыжками локализованных носителей [5] с энергией активации прыжка Еа - Еа = ~ 0,2 эВ. Высказанное предположение подтверждается изменением электропроводности и термо- э. д. с. в результате пластической деформации внешней силой. На рис. 2 приведены зависимости плотности дислокаций и концентрации доноров, рассчитанной по термо- э. д. с., от степени деформации (е). При рассматриваемой деформации концентрация доноров и плотность дислокаций линейно увеличиваются с е. А удельное сопротивление зависит от концентрации примесей экспоненциально (рис. 3), что является экспериментальным доводом в пользу прыжкового механизма проводимости в эпитаксиальных феррошпинелях.
Р и с. 3. Изменение удельного сопротивления от концентрации доноров
На температурную зависимость термо- э. д. с. влияет характер распределения дислокаций. Независимо от состава для пленок с хаотическим распределением дислокаций характерен линейный рост термо- э. д. с. с повышением температуры. Для пленок, на поверхности которых избирательное химическое травление выявляет, наряду с хаотическим распределением дислокаций, короткие скопления, термо- э. д. с. в рассматриваемом интервале температур изменяется нелинейно. В частности, для пленок Мп0>93Ре2>0704 и Мп0,78Ре2,2204 зависимость а = А(Т) можно представить в виде двух линейных участков с энергией активации ~ 0,13 эВ и 0,01 эВ. Подвижность идр носителей растет с увеличением температуры (рис. 4). Такой характер температурной зависимости идр и ее величина свойственны локализованным носителям тока.
Энергия активации электропроводности для данных образцов значительно превышает энергию активации термо- э. д. с., что дает возможность оценить энергию активации прыжка для различных температурных интервалов: при Т ~ 300^600 К ~ 0,37 эВ, при температурах выше температуры Кюри ~ 0,47 эВ. Длина прыжка Я увеличивается с уменьшением температуры, так как ------------ [5].
Я3
Р и с. 4. Дрейфовая подвижность в функции температуры для пленок состава:
1- Мп1,23ре1,7704, 2 - Мп0,93ре2,07°4;
3 - Mgo,зMno,6Fe204
Плотность дислокаций в пленках исходного состава МпБе204 на порядок выше, чем для пленок магний-марганцевого феррита,
изготовленных при идентичных технологических условиях.
Линейная плотность заряда на краевых дислокациях (6,2^6,6)-10"12 Кл-м"1. Плотность добавочных электронов 1/а ~ (3,9^4,1)-107 м-1, расстояние между ненасыщенными связями с~5,2-10-10 м, степень заполнения дислокационного уровня Р~0,02^0,021. Значение уровня Ферми для пленок с преимущественно хаотичным распределением дислокаций при 300 К (см. рис. 1, кривая 1) ~0,245 эВ, Ед - т ~ 0,15 эВ, Ед ~0,4 эВ,
что практически (с точностью ±0,01 эВ) совпадает с Ест, определенной из зависимости 1пр=А(1/Т). Для данного образца Еа~Еа, термо-э.д.с. линейно зависит от температуры и наблюдается эффект Холла.
Экспериментальные зависимости э. д. с. Холла при различных температурах приведены на рис. 5. Видно, что поле Холла возрастает с полем Н до максимального значения (по абсолютной величине), далее линейно уменьшается с ростом поля Н. Наклон прямолинейной части Е=А(Б) с повышением температуры уменьшается и выше
5Е
определенной температуры
5В
может
Р и с. 5. Э. д. с. Холла при различных температурах для пленок состава Мп1,23Ре1,7704
изменить знак. Аналогичное поведение э. д. с. Холла от магнитного поля наблюдается и для объемных ферритов идентичного состава [20]. Полученные результаты позволяют оценить классическую постоянную Холла Яо, концентрацию носителей тока и их подвижность. Измерения показали, что постоянная Холла Яо, так же, как и термо-э .д. с., имеет отрицательный знак, что свидетельствует об электронном характере проводимости. Для исследуемых пленок зависимость Я0 от температуры подчиняется экспоненциальному закону (рис. 6, кривая 1)
аналогично температурной зависимости электросопротивления. Концентрация носителей тока, рассчитанная по Я с учетом парапроцесса, экспоненциально растет с увеличением температуры. Холловская подвижность, определяемая из соотношения Их = Я0 а, уменьшается с увеличением температуры из р и термо- э .д. с. при комнатной температуре, составляет ~10-9 м2В-1с-1 и уменьшается при повышении температуры (см. рис.4, кривая 1), что является характерным признаком для проводимости в зоне.
Из приведенных результатов следует, что в эпитаксиальных магний-марганцевых и мар-
ганцевых феррошпинелях в области сильных степеней деформации (пд~10
10 -2 м
е~10- ) прово-
димость осуществляется делокализованными носителями в примесной зоне, в то время как в области слабых степеней деформации (пд~109 м-2, в~10-3^10-4) проводимость осуществляется прыжками локализованных носителей.
Разориентация блоков в исследуемых образцах ~10'^14' [21]. Используя дислокационную
.. л ©
модель малоугловой границы, можно оценить линейную плотность дислокаций в ней: п д
Ь
[9], где © - величина угла разориентировки. Линейная плотность дислокаций в границах блоков пленок магний-марганцевых ферритов составляет ~5 -106 м-1. Соответствующая ей поверхност-
ная плотность дислокаций
13 -2 22 -3
-10 м" , число ненасыщенных связей 5-10 м" , плотность ионизо-
ванных доноров Кда+'Рп^Ю21 м-3
22
плотность электрически нейтральных доноров 4,9-10 м ■ В области прыжковой проводимости для ферритов справедливо соотношение [6]:
( -\Т ^
к
а = — е
1 л
1п—- + А N
где N
химических
плотность
д 0 - концентрация доноров; N0 -
состояни;, А -
ферритов можно так как он меньше единицы. состояний для ферритов состав-
Р и с. 6. Зависимость классической постоянной Холла (1) и холловской подвижности (2) от температуры для пленок состава Мп1,23Ре1,7704
коэффициент, которым согласно [6] для пренебречь, значительно Плотность исследуемых
N
ляет 0,9-^. Коэффициент 0,9
был определен из зависимости термо- э. д. с. от концентрации
т-< 2+ ^
Ге по методике, описанной в работе [22]. Таким образом, концентрация доноров, определенная из термо- э. д. с., для пленок Mg-Mn феррита, равна ~2,3 -1026 м-3, для Мп-0 95Ре20704
-7,5-1026 м-3,
для Мп0,78ре2,2204
-1,2-1027 м-3.
N
По величине термо- э. д. с. можно определить степень компенсации К = ——
N д
исходя из
формулы
К=
ехр (а| к|е) 1 + ехр(а| к|е)
Степень компенсации для рассматриваемых составов порядка 0,9^0,98. Такое же значение степени компенсации получим, если воспользуемся значениями концентраций акцепторов и доноров, определенных из дислокационной модели. Это свидетельствует о достоверности найденного коэффициента заполнения f дислокационного уровня, несмотря на приближенную его оценку.
Поскольку №д-а3 < 1, где а =
П
(2шБ0)
1/2
-10"9 м - радиус примесного состояния и
1 — К << 1, то рассматриваемые материалы следует отнести к слабо легированным сильноком-пенсированным полупроводникам.
Плотность ионизованных химических доноров может быть оценена по Ед, т и Т [23]:
N с
где № хд =
хд
составляет (2,3^11,8)-1026 м-3,
что совпадает с кон-
Число компенсирующих центров ^д центрацией носителей, определенной по формуле
п = N '
1 + ехр (а| к|е)
Плотность же ненасыщенных связей дислокаций на несколько порядков (104) меньше концентрации химических доноров. Так как количество атомов примеси достаточно для насыщения дислокаций, то вдоль линии дислокаций и вокруг нее должна конденсироваться атмосфера примесных атомов [9]. Насыщение дислокаций будет происходить при температуре ниже критической Т0, задаваемой соотношением [9]:
и =—кТо1пс,
где с - отношение числа примесных атомов к числу мест в кристалле, которые могут быть заняты примесью, ип - энергия связи примесного атома с дислокацией. Согласно [24] в пленках магний-марганцевого и марганцевого феррита дислокации становятся подвижными в поле де-
N д
формации при Т0 ~ 700 К. Полагая с =-, получим ип ~ 0,5 эВ. Движение дислокаций связа-
Ферми должен возрастать по закону (1 - К)
1/3
но с термоактивационным преодолением потенциальных барьеров. Скорость движения дислокаций при таком диффузионном движении [25]:
Г— и ^
~ ехрЬт)
Подставляя в это выражение экспериментальные найденные скорости движения дислокаций в пленках феррошпинелей [24] (в частности, температуре Т ~ 790 К соответствует Уд ~ 10-9 м-с-1, при Т ~ 970 К, Уд ~ 10-7 м-с-1), получим И ~ 0,46 эВ, что удовлетворительно согласуется с энергией связи примесного атома с дислокацией.
Поскольку основная плотность ненасыщенных связей дислокаций расположена по границам блоков, то основная концентрация примесей должна сосредотачиваться по границам блоков. Это вызывает флуктуации электрической плотности заряда и возможно проявление для сильно компенсированного полупроводника крупномасштабного потенциала [12]. Уровень
что и наблюдается авторами экспериментально (рис. 7).
Для объяснения электрических свойств ферритов привлекается несколько моделей перескоков: перескоки электростатических и магнитных поляронов, перескоки электронов по примесям [6,12]. Имеют место также перескоки, включающие косвенный обмен электроном через ион кислорода [26]. В марганцевых ферритах сильное янтеллеров-ское искажение решетки З^ионами Мп3+ способствует образованию электростатических поляронов.
Ионные кристаллы, к которым можно отнести пленки MgxFel"XFe2O4, содержит значительное число краевых дислокаций; в этом случае заряженная дислокация также является наиболее вероятным местом
Р и с. 7. Зависимость положения уровня Ферми от степени компенсации
п
локализации электростатического полярона [27].
Поскольку зависимость с(Т) не подчиняется закону с~Т"1/4, то проводимость в пленках феррошпинелей не осуществляется перескоками по примесям в рассматриваемом интервале температур. Магнитные поляроны в нашем случае могут образовываться только в узком интервале температур вблизи точки Кюри [18, 19] и определять электрические свойства лишь в области магнитного превращения, чем, видимо, объясняется излом и минимум на кривых идр(Т) (рис. 4). Условием образования электростатического полярона малого радиуса является соот-
*,2 2 h p
ношение 2J<Wp, где J =--------— - ширина зоны, определяемая кинетической энергией; J рас-
2ma2
сматриваемых ферритов ~ 0,07 эВ, а Wp оценивается для Sd-окислов переходных металлов ~1 эВ. На основании этих данных полагаем, что в пленках феррошпинелей условие образования полярона определяется выражением
Г-w ^
U = U0 exp
kT
ea2 v
где U0 --------2,4-10-4 м2В-1с-1.
0 kT
Подставляя экспериментальные значения идр~10"8^10"10 м2В-1с-1, получаем W/3™ ~ 0,3^0,43 эВ, а экспериментальные значения WK из сопоставления Es и Еа составляют ~0,2^0,37 эВ в области комнатных температур. Таким образом, для пленок феррошпинелей выполняется соот-
Wp
ношение WK , что не противоречит модели электростатического полярона. Заметим, что
в пленках Mn ферритов WK несколько больше, чем для Mg-Mn ферритов. По-видимому, в пленках марганцевых ферритов энергия активации электростатических поляронов увеличена за счет распределения потенциала между центрами локализации из-за наличия ионов Mn3+ и значительной плотности заряженных дислокаций.
Из вышесказанного можно сделать следующие выводы.
1. По электронным свойствам эпитаксиальные магний-марганцевые и марганцевые феррошпинели относятся к слабо легированным сильно компенсированным полупроводникам.
2. Энергия активации проводимости в области температур 300^700 К совпадает с энергией дислокационного уровня; наибольшая плотность дислокаций и соответственно ненасыщенных связей дислокаций сосредоточена по границам блоков; концентрация примесей превышает концентрацию ненасыщенных связей дислокаций, что приводит к закреплению дислокаций примесями; взаимодействие дислокаций с примесями приводит к регуляции зарядового состояния примесей и к уменьшению вклада примесей в электрофизические свойства.
3. В области слабых степеней деформации (пд~109 м-2, s~10"3^10"4) проводимость осуществляется прыжками локализованных носителей, в области сильных степеней деформации (пд~1010 м-2, s~10-2) - делокализованными носителями в примесной зоне.
БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ СПИСОК
1. Aleksandrov L.N., Mitlina L.A., Molchanov V. V. Mechanism of Epitaxial Ferrite-Spinel Layer Formation on Magnesium Oxide Substrate // Crys. Reg. Technol. 1981. V. 16, №4. P. 405-412.
2. Алавердинова О.Г., Коваль Л.П., Михайлов И.Ф., Фукс Я.М., Митлина Л.А., Молчанов В.В. Неоднородность деформации и субструктура эпитаксиальных слоев MgxMn1_xFe2O4|MgO // Изв. АН СССР. Сер. Неорганические материалы. 1982. Т.18, №6. С. 1020-1024.
3. Беккер Я,М., Зотова Г.М., Майоров С.А. Механические напряжения в пленках ферритов и их магнитные свойства // Магнитные пленки. Минск : Вышейш. шк., 1974. С.68-72.
4. Митлина Л.А., Посыпайко Э.Д. Поведение дислокаций в пленках феррошпинели под действием внешнего электрического и магнитного полей // Электронная техника. Сер. б, материалы. 1985. Вып. 3. С .13-15.
5. Мотт Н., Девис Э. Электронные процессы в некристаллических веществах. М.: Мир, 1982. Т.1. 368 с.
6. Крупичка С. Физика ферритов и родственных им магнитных окислов. М.: Мир, 1976. 353 с.
7. Колосова И.В., Митлина Л.А., Посыпайко Э.Д., Янковская Н.М. Влияние механических напряжений на физические свойства пленок магний-марганцевого феррита // Физика прочности, пластичности металлов и электродинамических явлений в ферритах: Сб.тр. Куйбыш.политехн.ин-т. 1974. С. 145-151.
8. Митлина Л.А. Аномалии электропроводности пленок Mg-Mn ферритов в широком интервале температур 77-903 К // Физика прочности, пластичности металлов и электродинамических явлений в ферритах: Сб.тр. Куй-быш.политехн.ин-т. 1972. С. 115-121.
9. Родес Р.Г. Несовершенства и активные центры в полупроводниках. М.: Металлургия, 1968. 371 с.
10. Yoriyoshi Kawal, Tomoya Ovawa. An elasticity in an Ferrite Single Crystal // Journal of the Phisica Society of Japan, 1978. .45, V. 3. P. 815-821.
11. Урусовская А.А. Электрические эффекты, связанные с пластической деформацией ионных кристаллов // УФН, 1968. Т.96. Вып. 1. С.39-60.
12. ШкловскийБ.И., ЭфросА.Л. Электронные свойства легированных полупроводников. М.: Наука, 1979. 416 с.
13. Логинова А.О., Панов Г.П., Рядянская Н.М. Изменение параметра кристаллической решетки ферритов при их термообработке // Химия и химическая технология: Сб.тр. Волгоград, 1970. С. 108-110.
14. Свирина Е.П. Эффект Холла, магнетосопротивление и электрическая проводимость в ферритах-шпинелях // Изв. АН СССР, 1970. Т. 34, № 6. С.1162-1175.
15. Колосова И.В., Митлина Л.А., Макашова Н.Н«, Молчанов В.В. Влияние вакуумного отжига на электропроводность монокристаллических пленок Mg-Mn ферритов / Исследование по физике электрических и магнитных явлений: Сб.тр. Куйбыш.политехн.ин-т. 1974. С. 34-38.
16. МатареГ. Электроника дефектов в полупроводниках. М.: Мир, 1974. 463 с.
17. Митлина Л,А. Пец А,В., Молчанов В.В. Анизотропия пленочных монокристаллов магний-марганцевого феррита, наведенная пластической деформацией // Изв. Вузов. Сер. Физика. 1982. № 3 С. 31-34.
18. Остин И., Илуэл. Д. Магнитные полупроводники // УФН. 1972. Т. 106, № 62. С. 337-364.
19. Нагаев Э.Л. Физика магнитных полупроводников. М.: Наука, 1979. 430 с.
20. Белов К,П., Свирина Е.П. Эффект Холла в ферритах // УФН,.1968. Т.9б. Вып.1. С.21-38.
21. Агапова Н.Н., Митлина Л.А., Макаров А.В., Петрованова Л.М. Влияние условий синтеза на дефектность структуры пленок магний-марганцевой шпинели // Физика прочности и пластичности металлов и сплавов: Сб.тр. Куйбыш. авиац. ин-т. 1981. С. 105-111.
22. Griffiths B.A., Elwell D., Parker R. The Thermoelectric Power of the System NiFe2O4-Fe3O4 // The Philosophical Magazine, 1970. V. 22, № 175. Р. 163-174.
23. Блатт Ф. Физика электронной проводимости в твердых телах. М. : Мир, 1971. 470 с.
24. Митлина Л.А., Молчанов В,В., Посыпайко Э.Д. Движение дислокаций в пленках феррошпинелей / Куй-
быш.пллитехн.ин-т. Куйбышев, 1985. 12 с.: ил. Библиогр. 7 назв. Деп. в ВИНИТИ. 30.01.85. № 894-85.
25. ФридельЖ. Дислокации. М.: Мир, 1967. 643 с.
26. Кацнельсон 3.3. К вопросу об электрической проводимости в ферритах путем косвенного обмена // Изв. АН БССР. Сер. физ. - мат. науки. 1972. Т,11. Вып. 4. С.131-134.
27. Воронов В.П., Косевич А.М. О локализованном состоянии электрона на краевой дислокации // ФНТ. 1980. Т.6, № 3. С.371-375
