CC BY
15
Влияние электронного облучения на перенос заряда в 2D моносульфиде галлия
*С. М. Асадов3, **С. Н. Мустафаеваь
aИнститут катализа и неорганической химии им. М. Ф. Нагиева НАНА, г. Баку, AZ-1143, Азербайджанская Республика, e-mail: [email protected]
b'Институт физики НАНА, г. Баку, AZ-1143, Азербайджанская Республика, e-mail: [email protected]
Установлены закономерности влияния электронного облучения с энергией 4 МэВ и дозой 2х1012-1013 см-2 на диэлектрические свойства и ас-проводимость на переменном токе 2D слоистого монокристалла GaS в диапазоне частот 5х104-3,5х107 Гц. Показано, что электронное облучение монокристалла GaS приводит к увеличению действительной составляющей комплексной диэлектрической проницаемости, уменьшению ее мнимой составляющей, тангенса угла диэлектрических потерь и ас-проводимости поперек слоев. Как до, так и после электронного облучения проводимость изменялась по закону, характерному для прыжкового механизма переноса заряда по локализованным вблизи уровня Ферми состояниям. Показано, что при температурах 140-238 К в слоистых монокристаллах GaS поперек их естественных слоев в постоянном электрическом поле также имеет место прыжковая проводимость (dc-проводимость) с переменной длиной прыжка по локализованным в окрестности уровня Ферми состояниям. Изучено влияние электронного облучения на электропроводность монокристаллов GaS и параметры локализованных в их запрещенной зоне состояний. С учетом опытных данных, полученных на переменном и постоянном токе, в необлученных и электронно-облученных кристаллах GaS оценены плотность состояний вблизи уровня Ферми и их энергетический разброс, средние расстояния прыжков в области активационной прыжковой проводимости, а также энергия активации прыжков.
Ключевые слова: электронное облучение, 2D кристалл, перенос заряда, переменный и постоянный ток.
УДК 621.315.59+53.043 Б01: 10.5281/7епоао.1168364
ВВЕДЕНИЕ
В последние годы быстро расширяется различное использование полупроводниковых низкоразмерных материалов, в частности 2Б халькогенидов, в микро- и наноэлектронике, фотонике и спинотронике [1-7]. Слоистые кристаллы на основе соединений АШВУ1, как известно, обладают анизотропными свойствами, которые обусловлены наличием двух видов связей между атомами в кристалле. Каждый слой, например сульфида галлия (Оа8), содержит четыре атомные плоскости 8-Оа-Оа-8, расположенные перпендикулярно оси С кристалла. Внутри слоев связь имеет ионно-ковалентный характер, соседние слои связаны слабыми силами типа Ван-дер-Ваальса [8, 9].
Актуальной задачей является изучение закономерностей воздействия рентгеновских, гамма-лучей, а также потока заряженных частиц высоких энергий на физические свойства полупроводников АШВУ1. В этом плане 2Б халькогениды галлия пока еще мало изучены.
Согласно сообщениям в литературе, 2Б материалы, в частности бинарные сульфиды, показали хорошие потенциальные приложения в полевых транзисторах, в цифровых устройствах
электроники, нано- и оптоэлектронике [10-14]. Например, полевой транзистор на основе Мо82 с подвижностью 200 см2В_1с_1 имеет высокий коэффициент включения/выключения тока 108 [15].
Проведено очень мало исследований, чтобы понять электротранспортные свойства 2Б бинарных сульфидов. К тому же в таких материалах электронные транспортные свойства и их механизмы еще недостаточно изучены.
Мы считаем, что наша работа по исследованию электрических транспортных свойств 2Б материалов на основе бинарных халькогенидов может иметь различные потенциальные перспективы применения в оптоэлектронных устройствах. В этой статье мы рассматриваем электрические транспортные механизмы в электронно-облученных монокристаллах Оа8.
На основе измерений проводимости по запрещенной зоне кристалла может быть получена ценная информация о локализованных состояниях. Слоистые монокристаллы сульфида галлия обладают довольно высоким удельным сопротивлением и широкой запрещенной зоной (Eg « 2,5 эВ) при 300 К. Результаты исследования электрических, фотоэлектрических и оптических
© Асадов С.М., Мустафаева С.Н., Электронная обработка материалов, 2018, 54(1), 51-57.
свойств 2Б кристаллов Оа8 и Оа8е приведены нами в [16-24].
Цель настоящей работы - изучение влияния электронного (е-) облучения на электрические свойства монокристаллов Оа8, выяснение механизма переноса заряда в них на переменном (ас) и постоянном ^с) токе и определение параметров локализованных в запрещенной зоне состояний.
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ
Исследованные нами монокристаллы Оа8 выращены методом Бриджмена [9] и обладали ^-типом проводимости. Монокристаллы Оа8 имели гексагональную структуру; параметры решетки составляли а = 3,58; с = 15,47 А.
Для измерений электрических и диэлектрических параметров на переменном токе из монокристаллов Оа8 скалывались пластинки толщиной ~ 500 мкм, на которые наносились обкладки из серебряной пасты. Площадь обкладок составляла ~ 0,2 см2. Изготовленные из Оа8 конденсаторы помещались в экранированную измерительную ячейку. Частотные зависимости диэлектрической проницаемости (в'), тангенса угла диэлектрических потерь ^5) и ас-проводимости (стас) в интервале частот f = 5х104-3,5х107 Гц получены с помощью измерителя добротности ВМ-560 при комнатной температуре. Точность определения резонансных значений емкости и добротности (<2 = 1^5) измерительного контура была ограничена погрешностями, связанными со степенью разрешения отсчетов по приборам. Градуировка конденсатора имела точность ± 0,1 пкФ. Воспроизводимость положения резонанса составляла по емкости ± 0,2 пкФ, а по добротности ± 1,0-1,5 деления шкалы. При этом наибольшие отклонения от средних значений составляли 3-4% для е и 7% для tg5 [25].
Для измерений электрических параметров на постоянном токе из монокристаллов Оа8 скалывались пластинки толщиной ~ 300 мкм, на которые наносились контакты из серебряной пасты. Образцы были изготовлены в сэндвич-структуре так, что постоянное электрическое поле прикладывалось вдоль кристаллографической оси С кристаллов, то есть поперек их естественных слоев. Амплитуда приложенного к образцам постоянного электрического поля соответствовала омической области вольт-амперной характеристики. Электрические измерения проведены в температурном диапазоне 116-294 К. В процессе измерений образцы устанавливались в криостате с системой стабилизации температуры (точность стабилизации 0,02 К) [26].
Источником е-облучения служил электронный линейный ускоритель ЭЛУ-4. Образцы из монокристалла Оа8 облучались потоком электронов с энергией 4 МэВ. Доза е--облучения (П) изменялась в пределах от 2х1012 до 1013 см-2.
РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
Сначала рассмотрим результаты исследования переноса заряда на переменном токе (стас). На рис. 1 приведены частотные зависимости действительной составляющей (в') диэлектрической проницаемости образца Оа8 до и после е-облучения. Наблюдаемое в экспериментах монотонное уменьшение диэлектрической проницаемости монокристалла Оа8 с ростом частоты свидетельствует о релаксационной дисперсии как до, так и после е-облучения. При частотах f >107 Гц величина не зависела от частоты. В диапазоне частот 5х 104-107 Гц в результате электронного облучения диэлектрическая проницаемость Оа8 возрастает, а при f> 10' Гц е -облучение не вызывает изменения величины е'. По мере увеличения дозы е-облучения в Оа8 наблюдалась ощутимая диэлектрическая дисперсия.
Рис. 1. Частотная дисперсия диэлектрической проницаемости монокристалла ОаБ до (кривая 1) и после е- -облучения дозами 2х 1012 (кривая 2) и 1013 см-2 (кривая 3).
В отличие от е' мнимая составляющая (в") комплексной диэлектрической проницаемости монокристалла Оа8 уменьшалась после е--облучения (рис. 2). Соответственно с увеличением дозы е -облучения дисперсия в" также уменьшалась.
На рис. 3 приведены зависимости е' и в" монокристалла Оа8 от дозы е-облучения (П) при f = 105 Гц. Влияние е-облучения на величину в" при высоких частотах ( > 107 Гц) сказывалось слабо.
Л Гц
Рис. 2. Частотные зависимости мнимой составляющей комплексной диэлектрической проницаемости монокристалла ОаБ до (кривая 1) и после е- -облучения дозами Ф, см-2: 2х1012 (кривая 2); 1013 (кривая 3).
и Гц
Рис. 4. Частотные зависимости tg5 в монокристалле ОаБ до (кривая 1) и после е- -облучения дозами 2х1012 (кривая 2) и 1013 см-2 (кривая 3).
После электронного облучения тангенс угла диэлектрических потерь в Оа8 уменьшался во всем изученном диапазоне частот (рис. 4). Существенное уменьшение tg5 за счет е -облучения наблюдалось при f = 5х104 Гц, а при f > 107 Гц изменение tg5 было менее ощутимым. Характер частотной зависимости tg5 в монокристалле Оа8 до и после е -облучения свидетельствовал о потерях сквозной проводимости.
На рис. 5 представлены частотные зависимости ас-проводимости поперек слоев монокристалла Оа8 до (кривая 1) и после е-облучения различными дозами (кривые 2 и 3). Как видно на рис. 5, в результате е -облучения сас монокристалла Оа8 уменьшается. Уменьшение электропроводности облученных полупроводников можно связать с компенсацией первоначально существовавших электрически активных примесных центров более глубокими энергетическими уровнями радиационных дефектов [27]. В полупроводниках с глубокими энергети-
Рис. 3. Дозовые зависимости действительной (1) и мнимой (2) составляющих комплексной диэлектрической проницаемости монокристалла ОаБ при частоте переменного электрического поля f = 105 Гц.
Л Гц
Рис. 5. Ас-проводимость монокристалла ОаБ как функция частоты: до облучения (кривая 1) и после е--облучения дозами 2х 1012 (кривая 2) и 10 см- (кривая 3).
ческими уровнями радиационных дефектов компенсация проводимости бывает резко выражена. В монокристалле Оа8, возможно, также проявляется это явление.
В области частот f = 5 х 104-107 Гц ас-проводимость монокристалла Оа8 как до, так и после е -облучения изменяется по закону сас да f ", где п = 0,8, а при f > 107 Гц наблюдается линейная зависимость сас от f. Установленная
г 0,8
нами зависимость сас да / свидетельствует о том, что проводимость монокристалла Оа8 в диапазоне частот f = 5 х 104-107 Гц обусловлена прыжками носителей заряда между локализованными в запрещенной зоне состояниями. Эти состояния могут быть локализованы как вблизи краев разрешенных зон, так и вблизи уровня Ферми. В обоих случаях перескоки носителей
заряда по этим локализованным состояниям
0,8
приводят к ] - закону для ас-проводимости согласно теории [28].
Однако по теории частотная зависимость прыжковой проводимости вблизи краев зон материала переходит в асимптотический предел /08 при более высоких частотах, чем прыжковая проводимость вблизи уровня Ферми. То есть в экспериментальных условиях прыжковая проводимость вблизи уровня Ферми в материале всегда доминирует над проводимостью по состояниям вблизи краев зон. Поэтому полученный
г 0,8
нами / - закон свидетельствует о прыжковом механизме переноса заряда по состояниям, лежащим в окрестности уровня Ферми монокристалла Оа8. Нами установлено, что указанному механизму переноса заряда соответствует выражение [29]:
п3
°ас( /) = 77 ^ 2кШ1 "5 /
96
(1)
где е - заряд электрона; к - постоянная Больц-мана; Ыр - плотность локализованных состояний вблизи уровня Ферми; щ - радиус локализации; урк - фононная частота.
По экспериментально найденным значениям сас (/) с помощью формулы (1) вычислили плотность локализованных состояний вблизи уровня Ферми монокристалла Оа8. Значения Ыр для Оа8 до и после е-облучения приведены в табл. 1. При вычислениях Ыр для радиуса локализации монокристалла Оа8 взято значение щ = 14 А [30]. Значение к для Оа8 - порядка 1012 Гц. Из табл. 1 видно, что Ыр в Оа8 по мере роста дозы е-облучения уменьшалась.
Таблица 1. Параметры локализованных состояний в монокристалле ва8, полученные путем электрических измерений на переменном токе до и после электронного облучения с энергией 4 МэВ при 300 К
Доза е-облучения О, см-2 Ыр, эВ-1 •см-3 ДЕ, эВ
0 8,8х1018 0,082
2х1012 8,4х1018 0,086
1013 7,9х1018 0,092
я=1-! 11п , 2а
^ рк
/
(2)
где а - постоянная спада волновой функции локализованного носителя заряда у ~ е-аг, а = 1/щ; 1// = х - время прыжков.
Вычисленное по формуле (2) значение я для монокристалла Оа8 составляло 87 А. То есть значение я примерно в 6 раз превышает среднее расстояние между центрами локализации носителей заряда в Оа8. Среднее время прыжков в Оа8 составило х = 2х10-7 с.
По формуле [28]
ДЕ = ■
3
2пЯ3 • ЫР
(3)
оценили энергетический разброс локализованных вблизи уровня Ферми состояний (ДЕ) в Оа8 до и после е-облучения (табл. 1). Табличные данные показывают, что по мере накопления дозы е -облучения в образце энергетическая полоса локализованных вблизи уровня Ферми состояний расширяется.
Облучение кристалла не только вызывает возникновение радиационных дефектов, но и стимулирует отжиг и миграцию имеющихся в кристалле дефектов [27]. В Оа8 это приводит, по-видимому, к энергетическому перераспределению локальных состояний в окрестности уровня Ферми, в частности, их размытию.
Концентрация глубоких ловушек в Оа8, ответственных за ас-проводимость, определенная по формуле
N = ЫР •ДЕ,
(4)
Диапазон частот, в котором в Оа8 имеет место прыжковая проводимость, оставался неизменным для кривых 1-3 на рис. 5 и составлял 5 х 104-107 Гц. Этот экспериментальный факт свидетельствует о том, что среднее расстояние (Я) и время прыжков (х) не претерпевают изменений в результате е-облучения образца Оа8.
Согласно теории прыжковой проводимости на переменном токе среднее расстояние прыжков определяется по формуле:
была равна 7,2х1017 см-3.
Таким образом, облучение монокристалла Оа8 потоком электронов с энергией 4 МэВ и дозами 2х1012 и 1013 см-2 приводит к появлению радиационных дефектов, которые, возможно, компенсируют изначальные дефекты структуры монокристалла. В результате этого диэлектрическая проницаемость монокристалла Оа8 по мере накопления дозы е--облучения растет, а значения в", tg5 и величина проводимости на переменном токе уменьшаются. Из вышеуказанного следует, что за счет е--облучения монокристалла Оа8 можно управлять его диэлектрическими коэффициентами, а также величиной проводимости на переменном токе. А это значит, что монокристаллы Оа8 являются также перспективным материалом для полупроводниковых детекторов элементарных частиц.
А теперь рассмотрим результаты изучения переноса заряда на постоянном токе (сйс). На рис. 6 приведены температурные зависимости проводимости на постоянном токе (сдс) монокристалла Оа8 как до электронного облучения (кривая 1), так и после облучения дозами 2х1012
£ О
6 7 103/Т, К"3
Рис. 6. Температурные зависимости (1с-проводимости монокристалла ОаБ до (кривая 1) и после е--облучения дозами 2х 1012 (кривая 2) и 10 см- (кривая 3) в координатах Аррениуса.
2 О
Рис. 7. Температурные зависимости (1с-проводимости монокристалла ОаБ до (кривая 1) и после е--облучения дозами 2х 1012 (кривая 2) и 10 см- (кривая 3) в координатах Мотта.
Таблица 2. Параметры локализованных состояний в монокристалле ва8, полученные путем электрических измерений низкотемпературной проводимости на постоянном токе до и после электронного облучения с энергией 4 МэВ
Доза е -облучения Б, см-2 То, К Ы, эВ-1^см-3 Яа, А Я/а1 АЕ, эВ АШ, эВ
0 1,1 х 106 6,2х1019 46 3,3 0,08 0,07
2х1012 1,8х106 3,8х1019 52 3,7 0,09 0,08
1013 2,1х106 3,3х1019 53 3,8 0,10 0,09
(кривая 2) и 1013 см-2 (кривая 3). В отличие от ас-проводимости под действием электронного облучения происходит увеличение
^-проводимости во всей исследованной области температур. Как видно на рис. 2, зависимости Сас(103/Т) во всех трех случаях (кривые 1-3) характеризовались вначале монотонным спадом, а затем при низких температурах становились температурно-независимыми.
Указанные выше экспериментальные факты свидетельствуют о том, что в монокристаллах Оа8 на постоянном токе также имеет место прыжковая проводимость с переменной длиной прыжка по состояниям, лежащим в узкой полосе энергий АЕ вблизи уровня Ферми. При таком типе проводимости зависимость с^ = /(Т- ), согласно теории, представляет собой прямую с наклоном Т0 [28]:
о^ - ехр[-(Т) /Т)1/4], (5)
То = 16/(Ыр • ка3). (6)
На рис. 7 представлены зависимости сас = / (Т ) для монокристалла Оа8. Как видно на этом рисунке, температурные зависимости ^-проводимости, построенные в координатах Мотта, в области температур 140-238 К ложатся на прямые линии. Экспериментально найденные
значения наклонов этих прямых (Т0) до и после электронного облучения приведены в табл. 2. При температурах Т = 116-140 К, как было указано выше, температурная зависимость ^-проводимости Оа8 как до, так и после электронного облучения сходила на нет, что свидетельствует о наличии в изученных монокристаллах безактивационной прыжковой проводимости.
По формуле (6) оценена плотность состояний вблизи уровня Ферми в монокристалле Оа8. Полученные для Ыр значения также приведены в табл. 2, откуда следует, что после е-облучения монокристалла Оа8 плотность локализованных вблизи уровня Ферми состояний уменьшается. Это можно связать с тем, что при дозах е-облучения в пределах от 2х1012 до 1013 см-2 в монокристалле Оа8, по-видимому, происходит отжиг дефектов. Уменьшение значения Ыр в Оа8 после е-облучения дозами 2х1012-1013 см-2 согласуется с вышеуказанными экспериментальными значениями проводимости на переменном токе.
По формуле [28]
Я(Т) = (3/8) • аТ01/4 • Т-1/4 (7)
определяли расстояние прыжков носителей заряда на постоянном токе. Полученные для Яа средние значения в интервале температур
140-238 К до и после е -облучения монокристалла Оа8 (табл. 2) показывают, что по мере накопления дозы облучения расстояние прыжков увеличивается. Определен энергетический разброс ловушечных состояний вблизи уровня Ферми в монокристалле Оа8. Полученные для ДЕ значения приведены в табл. 2. Табличные данные показывают, что по мере накопления дозы е-облучения (О) в образце Оа8 энергетическая полоса локализованных вблизи уровня Ферми состояний расширяется.
По формуле [31]
Д ж(г) = (т^ (8)
оценена энергия активации прыжков в монокристалле Оа8. Вычисленные при 200 К значения ДЖ приведены в последнем столбце табл. 2. Значения ДЖ были несколько меньше значений ДЕ. По мере накопления дозы электронного облучения в монокристалле Оа8 энергия активации прыжков увеличивалась.
Таким образом, облучение монокристалла Оа8 потоком электронов с энергией 4 МэВ и дозами 2х1012 и 1013 см-2 приводит к появлению радиационных дефектов, которые компенсируют изначальные дефекты структуры монокристалла. В результате этого ^-проводимость монокристалла Оа8 на постоянном токе растет по мере накопления дозы облучения, а параметры локализованных в запрещенной зоне состояний соответствующим образом изменяются.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Установлены закономерности влияния электронного (е-) облучения на диэлектрические свойства и ас-проводимость слоистого монокристалла Оа8 в диапазоне частот 5х104-3,5х107 Гц. Электронное облучение с энергией 4 МэВ монокристалла Оа8 дозами 2х1012 и 1013 см-2 приводит к увеличению действительной составляющей комплексной диэлектрической проницаемости, уменьшению ее мнимой составляющей, тангенса угла диэлектрических потерь и ас-проводимости поперек слоев. При дозах облучения 2х 1012-1013 см-2 в Оа8 имеют место потери сквозной проводимости. В области частот / = 5 х 104-107 Гц ас-проводимость монокристалла Оа8 как до, так и после е-облучения изменялась по закону сас да/ п (где п = 0,7-0,8), характерному для прыжкового механизма переноса заряда по локализованным вблизи уровня Ферми состояниям.
Установлено, что при температурах 140-238 К в слоистых монокристаллах Оа8 поперек их естественных слоев в постоянном
электрическом поле имеет место прыжковая проводимость с переменной длиной прыжка по локализованным в окрестности уровня Ферми состояниям. При T < 140 К в монокристаллах GaS установлено наличие безактивационной прыжковой проводимости.
Исходя из данных исследования dc- и ас-проводимости монокристаллов GaS вычислены плотность состояний вблизи уровня Ферми и их энергетический разброс, средние расстояния прыжков в области активационной прыжковой проводимости, энергия активации прыжков. Изучено также влияние электронного облучения на dc- и ас-проводимости монокристаллов GaS и параметры локализованных в их запрещенной зоне состояний.
ЛИТЕРАТУРА
1. Ahluwalia G.K. Editor. Applications of Chalcoge-nides: S, Se, and Te. Springer International Publishing Switzerland, 2017. 463 р.
2. Wang Z.M. Editor. MoS2. Materials, Physics, and Devices. Springer International Publishing Switzerland, 2014. 296 р.
3. Wolf E.L. Applications of Graphene. Springer Cham Heidelberg New York Dordrecht London, 2014. 87 р.
4. Zheng Q., Kim J.-K. Graphene for Transparent Conductors. Synthesis, Properties, and Applications. Springer Science+Business Media New York. 2015. 231 р.
5. Unlu H., Horing N.J.M. Editors. Low Dimensional Semiconductor Structures. Characterization, Modeling and Applications. Springer-Verlag Berlin Heidelberg, 2013. 174 р.
6. Kolobov A.V., Tominaga J. Two-Dimensional Transition-Metal Dichalcogenides. Springer International Publishing Switzerland, 2016. 545 р.
7. Andrei E.Y. Editor. Physics and Chemistry of Materials with Low-Dimensional Structures. Kluwer Academic Publishers, 1997. 398 р.
8. Terhell I.C.I. Prog Cryst Growth Charact Mater. 1983, 7, 55-110.
9. Fernelius N.C. Prog Cryst. Growth Charact Mater. 1994, 28, 275-353.
10. Bao W., Cai X., Kim D., Sridhara K. et al. Appl Phys Lett. 2013, 102, 042104.
11. Azhagurajan M., Kajita T., Itoh T., Kim Y.G. et al.
J Am Chem Soc. 2016, 138, 3355-3361.
12. Ren X., Qi X., Shen Y., Xiao S. et al. J Phys D. 2016, 49, 15304.
13. Huang Z., Han W., Tang H., Ren L. et al. 2D Mater. 2015, 2, 035011.
14. Luo S., Qi X., Ren L., Hao G. et al. J Appl Phys. 2014, 116, 164304.
15. Radisavljevic B., Radenovic A., Brivio J., Giaco-metti V. et al. Nat Nanotechnol. 2011, 6, 147-150.
16. Mustafaeva S.N., Asadov M.M. Solid State Communications. 1983, 45, 491-494.
17. Mustafaeva S.N., Asadov M.M. Materials Chemistry and Physics. 1986, 15, 185-189.
18. Мустафаева С.Н., Асадов М.М. Неорганические материалы. 1987, 23(10), 1745-1747.
19. Мустафаева С.Н., Асадов М.М. Неорганические материалы. 1988, 24(6), 917-920.
20. Асадов М.М., Мустафаева С.Н. Неорганические материалы. 1988, 24(9), 1573-1574.
21. Мустафаева С.Н., Асадов М.М. Неорганические материалы. 1988, 24(3), 499-501.
22. Mустафаева С.Н., Асадов М.М. Неорганические материалы. 1989, 25(2), 212-217.
23. Мустафаева С.Н., Асадов М.М. Неорганические материалы. 1993, 29(8), 1152-1153.
24. Мустафаева С.Н. Неорганические материалы. 1994, 30(5), 619-621.
25. Мустафаева С.Н. Физика твердого тела. 2004, 46(6), 979-981.
26. Мустафаева С.Н. Все материалы. Энциклопедический справочник. 2016, (10), 74-79.
27. Вавилов В.С., Кекелидзе Н.П., Смирнов Л.С.
Действие излучений на полупроводники. М.: Наука, 1988. 191 с.
28. Мотт Н., Дэвис Э. Электронные процессы в некристаллических веществах. М.: Мир, 1974. 472 с.
29. Pollak M. Philos Mag. 1971, 23, 519-542.
30. Augelli V., Manfredotti C., Murri R., Piccolo R., Vasanelli L.L. Nuovo Cimento. 1977. B. 38(2), 327-333.
31. Shklovskii B.I., Efros A.L. Electronic Properties of Doped Semiconductors. Springer-Verlag Berlin Heidelberg GmbH, 1984. 388 p.
Поступила 14.09.17 После доработки 25.10.17 Summary
The features of the effect of electron irradiation with an energy of 4 MeV and a dose of 2x1012 -1013 e/cm2 on the dielectric properties and ac-conductivity in alternating current of a 2 D layered GaS single crystal in a frequency range of 5x104 - 3,5x107 Hz are established. It is shown that electron irradiation of a GaS single crystal leads to an increase in the real component of the complex dielectric constant, a decrease in its imaginary component, the dielectric loss tangent and ac-conductivity across the layers. Both before and after electron irradiation, the conductivity varied according to a law characteristic of the hopping mechanism of charge transport over states localized near the Fermi level. It is shown that, at 140-238 K, in the layered GaS single crystals, across their natural layers in constant electric field, there is also a hopping conductivity (dc-conductivity) with a variable jump length along the states localized near the Fermi level. The effect of electron irradiation on the electrical conductivity of GaS single crystals and the parameters of the states localized in their forbidden gap have been studied. Taking into account the experimental data obtained in alternating and direct currents, the density of states near the Fermi level and their energy spread, average hopping distances in the area of activation hopping conductivity, as well as the activation energy of jumps, are estimated in both pure and electron irradiated GaS crystals.
Keywords: electron irradiation, 2D GaS crystal, charge transport, alternating and direct current.
