книги из ГПНТБ / Мотт, Н. Электронные процессы в некристаллических веществах

342 Глава 9

ствующему началу сильного оптического поглощения, проводи­ мость нельзя считать собственной, и поэтому мы не будем удваивать

гия Ферми находится вблизи середины запрещенной зоны (несколь­ ко ближе к краю валентной зоны по подвижности). Для веществ, в которых удалось измерить температурную зависимость термо- э . д . с, значения энергии активации оказались близкими к значе­ ниям энергий, определяемым по температурной зависимости элект­ ропроводности. К сожалению, большинство имеющихся данных

было получено лишь для веществ, находящихся в жидком состоя­ нии (где значение проводимости выше и измерения выполняются легче).

Измерения эффекта Холла в халькогенидных стеклах, особен­ но в стеклах с низкой проводимостью, затруднены из-за малой

поненциально с увеличением энергии фотонов вплоть до вели­ чины порядка 103 —104 с м - 1 . Это спектральное правило Урбаха обсуждалось в гл. 7, и данные для некоторых халькогенидных •стекол представлены на фиг. 7.31. При более высоких значениях коэффициента поглощения наиболее часто наблюдается зависи­

Таблица 9.2

Положение края оптического поглощения при комнатной температуре и удельные сопротивления в некоторых халькогенидных системах

поглощения (на крае Урбаха) в интервале значений от 102 до 103 см"1 .

В табл. 9.2, взятой из работы Эдмонда [149], для различных халькогенидных систем показаны значения энергии фотонов, соот­ ветствующие пропусканию 15% при толщине образцов 0,178 см. Оказалось, что эти значения энергии фотонов после внесения поправки на отражение соответствуют коэффициенту поглощения аг равному примерно 8 с м - 1 . Если принять не совсем точное пред­ положение, что край Урбаха во всех веществах имеет один и тог же наклон, то табл. 9.2 характеризует относительное расположе­ ние краев поглощения для различных стекол. В этой таблице приводятся также удельные сопротивления при 50 и 130 °С. Чтобы проиллюстрировать очевидную корреляцию между проводимостью- и шириной запрещенной зоны, на фиг. 9.3 в соответствии с табл. 9.2. изображена зависимость удельного сопротивления при 130 °С от энергии фотонов %и>, для которой а = 8 с м - 1 . Из всех приведен­

Каждый атом As окружен тремя атомами S, а каждый атом S связан с двумя атомами As. Решетка состоит из слоев, слабо взаимодей­ ствующих между собой (кристалл легко расщепляется вдоль

и Янга [159]. Заллен, Слэйд и Уорд [904] исследовали закон дис­ персии фононов в инфракрасной области спектра х ) .

При исследовании дифракции рентгеновских лучей в стекло­ образном A s 2 S 3 [517, 518] было установлено, что число атомов в первой и второй координационных сферах в стекле такое же, как в кристалле. В этом случае можно предполагать, что в стекле слоистая структура до некоторой степени сохраняется, но слои

х ) Поглощение в области края основной полосы поглощения в кристал­ лическом A s 2 S 3 было исследовано также Костышиным и Романенко [918], Горбань и Дашковской [890], Гетовым, Кандпларовым, Симидчиевой и Андрейчиным [886], Залленомидр. [903], Дрюсом и др. [898]. Исследование фононного спектра было выполнено Златкииым и Марковым [907].— Прим. перев.

изгибаются и пересекаются. Вместе с тем, по-видимому, слои могут также распадаться на двеиадцатичленные гофрированные кольца, которые показаны на фиг. 9.4, или на другие, более мелкие, структурные элементы. Менее вероятно образование це­ пей, аналогичных тем, которые можно выделить в кристалле в

направлении оси с.

в печи в течение дня или более и затем охлаждается. Получен­

На фиг. 9.5 для сравнения показаны края оптического пог­ лощения аморфного и кристал­ лического A s 2 S 3 при комнатной температуре. Данныедляаморфной'фазы были получены Косеком и Тауцем [293] при измерении поглощения пленок и массивных

•образцов. Толщины пленок, необходимые для вычисления а, определялись по интерференционным полосам, наблюдаемым при низких значениях а; при этом предполагалось, что показатель

На фиг. 9.6 сравниваются края поглощения в аморфном A s 2 S 3 при комнатной температуре и при температуре жидкого азота. На фиг. 9.6, а можно видеть, что наклон экспоненциального участка края при понижении температуры от 293 до 80 К увеличивается

натной до температуры жидкого азота наклон должен увеличивать­ с я примерно в 3,7 раза. Как сообщалось в гл. 7, в аморфных полу­ проводниках при температурах ниже комнатной край поглощения згочти всегда смещается параллельно. Спектральная зависимость

коэффициента поглощения в области, лежащей выше экспонен­ циального участка, показана на фиг. 9.6, б. Хотя здесь приведена зависимость а 1 / а от Я со, хорошие прямые получаются также на графиках зависимости (а7ш)1 / ! ! от %<а, а значение оптической ширины запрещенной зоны EQ, которое может быть определено

348 Глава 9

экстраполяцией, прп комнатной температуре оказывается равным 2,32 эВ. Коломиец и др. [291] из зависимости ( / ш е 2 ) 1 / 2 от /г© полу­ чили Е0 = 2,4 эВ.

Из фиг. 9.6 следует, что температурный коэффициент оптиче­

как переходы между состояниями в «хвостах» зон. Недавно Тауц, Мэне и Вуд [498] исследовали оптическое поглощение в чистых образцах A s 2 S 3 в области очень малых значений а. Их результаты показаны на фиг. 9.7. В интервале значений а, меньших 1 с м - 1 , наблюдается второй экспоненциальный участок поглощения, кото­ рый при всех температурах вплоть до температуры размягчения