Главная  Пленочные термоэлементы 

[0] [1] [2] [3] [4] [5] [6] [7] [8] [9] [10] [11] [12] [13] [14] [15] [16] [17] [18] [19] [20] [21] [22] [23] [24] [25] [26] [27] [28] [29] [30] [31] [32] [33] [34] [35] [36] [37] [38] [39] [40] [41] [42] [43] [44] [45] [46] [47] [48] [49] [ 50 ] [51] [52] [53] [54] [55] [56] [57] [58] [59] [60] [61] [62] [63] [64] [65] [66] [67] [68] [69] [70] [71] [72] [73] [74] [75] [76]

рассеяния связывается с межблочными границами. Это предположение дополняется следующими соображениями. На границах блоков могут быть локализованы электронные состояния, заполнение которых заряжает границы, создает на них потенциальные барьеры, рассеивающие электроны. С увеличением энергии Ферми возрастают заполнение этих состояний, их заряд и высота потенциального барьера, которая, таким образом, следует за уровнем Ферми. Если высота барьера .~ р, то такой барьер эффективно рассеивает носители с энергией меньше энергии Ферми и слабо-с большей энергией, тем самым создавая сильную дисперсию длины свободного пробега вблизи уровня Ферми (большое значение параметра рассеяния Г2 и Гэф).

Модель рассеяния на двухмерных потенциальных барьерах представляет значительный интерес с точки зрения повышения термоэлектрической добротности материалов. Рассмотрим, например, металл - материал с высокой электропроводностью и низкой термо-ЭДС. При наличии барьеров со столь сильно сегектив-ным рассеянием, что электроны с энергией ниже энергии Ферми практическине дают вклада в перенос заряда, а с большей энергией сохраняют ту же длину свободного пробега, что и в бездефектном кристалле, удельная электропроводность, грубо говоря, снизилась бы вдвое. В то же время коэффициент термо-ЭДС возрос бы до величины порядка 100-200 мкВ/К. При этом удельная мощность существенно превысила бы величину, достигнутую в настоящее время на лучших термоэлектрических полупроводниковых материалах. Для металлов, у которых к сКэ и zT

сх?/Ж, при а 100 -ч- 200 мкВ/К и X = {2 3) {kjef (о числе Лоренца X в таких пленках см. ниже), может быть достигнута термоэлектрическая добротность на уровне лучших из известных полупроводников или даже выше. Ясно, что такая модель идеализирована. Тем не менее и более строгие оценки показали реальность повышения добротности при использовании рассеяния на двухмерных потенциальных барьерах.

В ряде последующих работ гипотеза барьерного рассеяния была подвергнута экспериментальной проверке и получила дальнейшее развитие. Исследования п- и /?-PbSe [43, 229] показали, что эффект сильного повышения термо-ЭДС при некотором снижении подвижности наблюдается не только в описанных выше пленках п - РЬТе [227], а носит универсальный характер. На рис. 3.16 показано увеличение а для пленок PbSe по сравнению с объемными монокристаллами. Значения т, определенные из а, й, а, свидетельствуют об идентичности зонных параметров объемных монокристаллов и пленок. Значение параметра дополнительного рассеяния г, рассчитанного из (3.6), больше двух. В таких пленках блоки прорастают от подложки до поверхности пленки, т. е. высота блоков равна толщине пленки d, В [229] исследовались пленки с d до 2 мкм; размер блоков оказался порядка 0,1 мкм, как и для пленок* п - РЬТе. В такой пространственна анизотропной барьерной структуре должна иметь место сущест-



венная анизотропия кинетических коэффициентов, описывающих явления переноса в направлениях, перпендикулярном и параллельном плоскости пленки. Однако из-за малой толщины образца измерение электрического поля, тока, градиента температуры в направлении, перпендикулярном плоскости пленки, экспериментально осуществить сложно. Поэтому в [230] было исследовано магнитосопротивление при двух ориентациях магнитного поля (перпендикулярном и параллельном поверхности пленки). В качестве объекта исследования из халькогенидов свинца был выбран PbSe, в котором изоэнергетические эллипсоиды вытянуты слабо (см. табл. 13), так что анизотропия, связанная с многодолинным спектром, слабо выражена и не должна затемнить картины пространственно-структурной анизотропии.

Подвижность в пленках, определенная по зависимости электропроводности от магнитного поля (см. разд. 1.5), оказалась приблизительно в три раза меньше, чем в объемных образцах. При измерениях магнитосопротивления ток направлялся в плоскости пленки, магнитное поле было перпендикулярно току и имело две ориентации: В (111) - (Др„), В 1 (111) - Др (рис. 3.17).

В экспериментальных результатах (см. рис. 3.17) следует отметить следующие особенности: 1) значения магнитосопротивления, отнесенные к квадрату холловского угла {иВУ, в ориентации В II (111) в несколько раз выше, чем в объемных монокристаллах п - PbSe [98]; 2) анизотропия магнитосопротивления, характеризуемая отношением К = Apy/Apj, увеличивается с ростом концентрации до значений 2 и 4 соответственно при 300 и 77 К; 3) для некоторых образцов с 2-10 см" величина К

достигает десятков единиц.

В объемных монокристаллах п - PbSe К несколько меньше единицы. Наблюдаемый в пленках эффект 1, несомненно,

связан с анизотропией рассеяния. Соотношения Дру/ро и Apj /po обсуждаются в [230] в рамках двух простых моделей, описывающих энергетическую зависимость продольного (тц) и поперечного (т) компонентов тензора времени релаксации (по отношению к плоскости пленки). В обеих моделях предполагается, что зависимость Tj (g)" такая же гладкая, как в объемных образцах и вблизи уровня Ферми может быть аппроксимирована степенной функцией Tj - й"". При < йб носители, движущиеся в плоскости пленки, задерживаются барьерами и не принимают участия в переносе заряда, что формально описывается равенством Т =0. Различие моделей - в зависимости тц {Ш) при & Sq. В первой модели при & Тц возрастает скачком,

во второй - возрастает медленно. Изменения удельного сопротивления при двух ориентациях магнитного поля описываются выражениями

АрII/р = АциIIUjB, Др±/р = А6.

Здесь А\\ и - коэффициенты, определяемые энергетическими зависимостями тц {Ш) и {&) вблизи уровня Ферми. Особен-




Рис. 3.17

Рис. 3.16. Зависимость отношения коэффициентов термо-ЭДС в пленках и объемных кристаллах от концентрации носителей заряда для р - PbSe (i, 2), п - PbSe (3, 4) при 120 (i, 3) и 300 К (2, 4)

Рис. 3.17. Зависимость магнитосопротивления от концентрации в пленках п - PbSe при 300 (а) и 77 К (б) при ориентации магнитного поля ВЦ(111) (i, 3) и В 1(111) {2, 4)

Рис. 3.18. Кинетика фотопроводимости в пленках р - РЬТе при 77 К для р = Ю" (1) (левая шкала) и 2,3-Ю" см (2) (правая)

ности барьерного рассеяния существенны при {ё - р)/о - --I. Значения К= Apu/Apj 2-н 4 вполне могут быть объяснены при равенстве Л 11 анизотропией подвижности. Как отмечалось выше, подвижность u\\ в пленках в среднем в 3 раза ниже, чем в объемных монокристаллах. Относительно можно предположить, что она такая же, как в совершенных монокристаллах, или близка к ней, поскольку рассеивающие межблочные границы перпендикулярны плоскости пленки. Для объяснения аномально большой анизотропии в образцах с 2-10 см"" необходимо предположить, что !>j - Это оказывается воз-



[0] [1] [2] [3] [4] [5] [6] [7] [8] [9] [10] [11] [12] [13] [14] [15] [16] [17] [18] [19] [20] [21] [22] [23] [24] [25] [26] [27] [28] [29] [30] [31] [32] [33] [34] [35] [36] [37] [38] [39] [40] [41] [42] [43] [44] [45] [46] [47] [48] [49] [ 50 ] [51] [52] [53] [54] [55] [56] [57] [58] [59] [60] [61] [62] [63] [64] [65] [66] [67] [68] [69] [70] [71] [72] [73] [74] [75] [76]

0.0008