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]

«•,мкВ/К


/7, см

Рис. 3.29. Зависимость коэффициента термо-ЭДС от концентрации в пленках п - BioTco при 100 (1) и 300 К {2)

Рис. 3.30. Схема зонной структуры лленок BigTcg на слюде



ослабление температурной зависимости а и ее насыщение при Г 40 К (см. рис. 3.28,6). Характер зависимости а (Г) практически такой же, как в объемных монокристаллах [110].

Коэффициент поперечного ЭНЭ для пленок п- и р-типов в области низких температур отрицателен и с увеличением температуры уменьшается по абсолютной величине (см. рис. 3.28, в). В области Т 250 К происходит смена знака Q с отрицательного на положительный, свидетельствующая о начале собственной проводимости (см. гл. 1).

Коэффициент термо-ЭДС в пленках BigTog с увеличением температуры растет по абсолютной величине, достигая максимума тем раньше, чем ниже концентрация носителей (см. рис. 3.28, г). ПадениеI а в высокотемпературной области связано с началом собственной проводимости.

Необычна концентрационная зависимость а при 100 и 300 К в пленках -типа: на монотонной зависимости а (w) наблюдается провал в области низких концентраций (рис. 3.29). Эта особенность зависимости а (), а также падение Л с ростом температуры находят объяснение в сложной структуре зоны проводимости с отщепленными экстремумами. Увеличение эффективной массы, рассчитанной в рамках однозонной модели (см. разд. 1.4), с ростом температуры и концентрации свидетельствует о том, что плотность состояний в верхней подзоне больше, чем в нижней (рис. 3.30). Согласно (1.74), уменьшение Д с ростом температуры, связанное с перераспределением носителей между подзонами, свидетельствует о том, что, начиная с 4,2 К, <згт !> (Ул- Провал I а I () можно объяснить влиянием межзонного рассеяния, снижающего парциальную ал . Это влияние проявляется наиболее сильно, когда уровень химического потенциала находится вблизи края подзоны тяжелых электронов.




Рис. 3.31. Изменение удельных электропроводности (а) и сопротивления (б) от магнитного поля в пленках BigTeo при 4,2 К для = 4-1018 (i, 5, Р), 5-1018 (), 7-1018 (2, 7), 1,9-1019 (5) 8-1019 см-з {10, 11) и = 2-lOW см (4, 5, 72) при ориентации магнитного поля В 1 (0001) (1-8, 10) ш В I) (0001) (9, 11,12)

Рис. 3.32. Экспериментальные (а) и теоретическое в рамках двухзонной модели для зоны проводимости (б) изменение коэффициента Холла от магнитного поля в пленках BigTCg при 4,2 К для рх = 2-1019 см" (1) и Пх = = 8-1019 (2), 3-1019 (3), 1,9-1019 (4), 4-1018СМ-3 (5) (а) и А = 0,1 (2,3, 5) 0,3 (7), 0,5 (4, 6), 1(1), Ь = 3 (7, 4), 5 (2), 7 (5, ), 10 (5, 7) (б)

Гальваномагнитные эффекты в пленках В12Тез. В [44] на тех же, что и в [251], пленках BigTog исследуются зависимости а (В) р (В) и Д (В) в поперечном.магнитном поле (В L (0001)), а также* р (В) при В II (0001) (т. е. В в плоскости пленки) при 4,2 К & полях до 7 К. Основные экспериментальные данные представлены на рис. 3.31 и 3.32. Остановимся на рассмотрении пленок р - BigTog, для которых не обнаружено никаких аномалий в температурных зависимостях. Для этих образцов наблюдается пос-тоянйый наклон в зависимости (В), удельное сопротивление увеличивается с ростом В и выходит на насыщение (см. рис.. 3.31); коэффициент Холла также растет с увеличением В (см. рис. 3.32). Такие зависимости вполне объясняются в модели Драббла-Вольфа без привлечения модели с отщепленными экстремумами-.



Для образца с р = 2-10 см с помощью формул, справедливых для случая вырожденной статистики:

a-i(B) = a(0)-i(l+), (3.9)

-f-r. (3.10)

ДД(В)/До Др(В)/р(0)

были рассчитаны значения Холл-фактора А к и а (0). Оказалось, что Лк~0,15 и а (0) 7000 Om"1-cm~i, что несколько выше экспериментального значения а (см. рис. 3.28, б). Различие а (0) и непосредственно измеренной величины а, по-видимому, связано с присутствием в пленках макроскопических дефектов (см. разд. 1.5).

Уменьшение Холл-фактора

Aic = (- cos« О + sin2 cos* 0;+

\ mi t20 OTg t20 \ ОТз T20

где m, - матричные члены эффективной массы и времени релаксации в главных осях эллипсоида энергии (см. разд. 1.2 ж 3.1) по сравнению с объемными монокристаллами (Ак 0,4 ~- 0,5) может быть связано с механическими напряжениями, возникающими в пленках (см. разд. 2.9) и изменяющими параметры зонной структуры. Вторая причина, приводящая к уменьшению А к, может быть связана с изменением времени релаксации из-за увеличения вклада рассеяния на дефектах структуры, содержание которых в пленках выше, чем в объемных монокристаллах. Указанные причины приводят к значительному уменьшению в пленках и отношения Др (В (0001))/Ар (В J (0001)) :х 0,15 по сравнению с объемными кристаллами, где оно составляет 0,4-0,5 [110].

Определение Л позволило рассчитать концентрацию носителей заряда р = Ак/eR в пленках р-типа, а из а, /?, , а оценить параметр рассеяния и эффективную массу плотности состояний (см. разд. 1.4) при 100 К. Оказалось, что величина mjnie

0,8, а Г О, что мало отличается от значений этих параметров в объемных монокристаллах [110].

Данные для образцов п-типа не могут быть объяснены в одно-:зонной модели Драббла-Вольфа. В самом деле, в рамках этой модели зависимость (В) в соответствии с (3.9) должна быть линейной, абсолютная величина коэффициента Холла должна расти при увеличении В (3.10), в то время как в эксперименте наблюдаются нелинейная зависимость о" (В) для всех пленок л-типа (см. рис. 3.31), практическая независимость В от В в образцах с 2,0-10® см~ и падение Д в магнитном поле в пленке с Пу. i-iO см" (см. рис. 3.32). Эти особенности в



[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]

0.0014