книги из ГПНТБ / Арсенид галлия. Получение, свойства и применение

между поведением примеси и величиной магиетосопротивленпя имеется определенная корреляция. Некоторые свой­ ства сильно легированных кристаллов, в частности связан­ ные с точной формой «хвостов», с другими особенностями энергетического спектра сильно легированных кристаллов и явлениями переноса, исследованы в работах [112, 113]. Ряд других явлений в сильно легированных образцах рас­ смотрен также в работах [114, 115].

4.4.Тепловые свойства

4.4.1.Тсрмо-э. д. с. При наличии перепада темпера­ туры вдоль полупроводника в нем возникает термоэлект­ рическая сила (термо-э. д. с. или эффект Зеебска). Харак­ теристикой полупроводника является дифференциальная термо-э. д. с. — термо-э. д. с , возникающая прп перепаде температуры в один градус. Она тесно связана с такими основными параметрами, как зонный спектр, знак, кон­ центрация, эффективная масса и механизм рассеяния носителей тока.

Для точных количественных исследований этих пара­ метров измерение термо-э. д. с. применяется довольно редко. Только в последние годы в результате совершенст­ вования методики измерений и исследования новых полз'-

не уступает таким надежным методам, как эффект Фара- •дея п спектры инфракрасного отражения. В этом большая заслуга советских ученых. Определение эффективной массы носителей тока по измерению термо-э. д. с. явля­ ется наиболее доступным и простым из имеющихся методов.

Исследованию термо-э. д. с. в кристаллах арсенида галлия посвящено относительно небольшое число работ [7, 16, 19, 29, 95, 116—125]. Наиболее полно зависимость термо-э. д. с. от концентрации электронов и дырок, тем­ пературы н напряженности магнитного поля исследова­ лась лишь в последние годы.

На рпс. 4.26 приведена зависимость дифференциальной термо-э. д. с. от температуры в интервале 100—330 ° К

в образцах с различной концентрацией электронов [124, 125]. Дифференциальная термо-э. д. с. во всех образцах с концентрацией электронов выше, чем 5-101 в слг-3 , ли­ нейно растет с увеличением температуры. Так как в этих образцах в исследуемом интервале температур электрон­ ный газ вырожден или близок к вырождению, а концент­ рация электронов остается постоянной, то иа первый

а,тв/граЗ

к п- G Q A S

Рпс. 4.26. Зависимость термо-э. д. с. от температуры в интервале '100—330° в кристаллах л-тппа [125].

взгляд этот результат может показаться хорошо совпа­ дающим с предсказанием теории для температурной зави­ симости термо-э. д. с. в простых примесных полупровод­ никах. Однако линейная экстраполяцпя этих зависимо­

с концентрацией электронов ниже 5-101 8 при температу­

(рис. 4.27) показывает, что температуры максимумов на этих кривых совпадают. Это свидетельствует о том, что увеличение термо-э. д. с. в этом образце связано с ув­ лечением электронов длинноволновымп фононами,

участвующими в переносе тепла. Так явно увлечение про­ является не всегда: прп большей концентрации примесей рост термо-э. д. с. не заметен.

Температурная зависимость термо-э.д.с. для трех об­ разцов в интервале 300—S00° К изображена на рпс. 4.28_

Рпс. 4.27. Сраппеппе температурных зависимостей термо-э. д. с. п теплопроводности для образца с л=2- 101 в см—3 [123].

Там же папесепы теоретические кривые, рассчитанные в предположении чистого рассеяния на ионах примеси и па полярпых оптических колебаниях решетки. Значения эффективных масс посителей тока при этом для образцов 1—3 соответственно принимались равными 0,07 ?п0, 0,083 т0 п 0,7 т0. Из рис. 4.28 следует, что с повышением температуры увеличивается роль рассеяния иа полярных колебаниях решетки.

На рис. 4.29 собраны имеющиеся в литературе данные по дифференциальной термо-э.д.с. кристаллов арсенида галлия 7г-тппа при комнатной температуре. Выпадение точек, полученных в ранней работе [7], связано, по-види­ мому, с большой ошибкой измерений, которая чаще всего ведет к уменьшению дифференциальной термо-э.д.с. В це­ лом согласие между данными различных авторов удовлет­ ворительно.

Кривая рис. 4.29 подтверждает сделанный в работе [127] вывод о том, что дифферопциальпая термо-э.д.с. в кристаллах арсенида галлия ие зависит от природы доноры ой примеси и — в определенных границах — от

+ угв]

вывод: термо-э.д.с. недостаточно чувствительна к механизму рассеяния электронов, по крайней мере в тох пределах, в которых этот механизм изменяется в стандартных образ­ цах арсенида галлия.

С увеличением концентрации электронов в образцах термо-э.д.с. резко уменьшается; малая величина ее в кри­

по измерениям термо-э.д.с. без магнитного ноля необхо­ димо еще зиать концентрацию носителей тока в кристалле, которая определяется обычно по эффекту Холла, а также

в них при одинаковой концентрации носителей тока много больше, чем в кристаллах с электронной проводи­ мостью.

Эффективная масса плотности состояний дырок в кри­ сталлах арсенида галлия при комнатной температуре, определенная по данным термо-э.д.с. составляет 1,1 т0 [120], что заметно выше зпачепий для эффективных масс

4.4] Т Е П Л О В Ы Е С В О Й С Т В А 205

проводимости 0,35—0,44 т0. Резкое расхождение эффек­ тивных масс проводимости и плотности состояний дырок подтверждает предсказание теории о сложности валент­ ной зоны арсенида галлия.

Высокое значение эффективной массы дырок приводит к тому, что эффект увлечения дырок фоноиами проявляется

к исследованию эффектов Нернста—Эттингсгаузена в кри­ сталлах арсенида галлия 152, 95, 127—132].

Рассмотрению этих данных посвящен настоящий раздел.

Измерение температурной зависимости эффектов Нерн­ ста—Эттингсгаузена является важным источником инфор­ мации о механизме рассеяния носителей тока. В полу­ проводниках, разрешенные зоны которых характери­ зуются параболическим законом дисперсии и сфериче­ скими изоэнергетическими поверхностями, при рассеянии

носителей тока на иоиах примеси и оптических полярных колебаниях решетки оба эти эффекта отрицательны. При рассеянии на акустических колебаниях решетки — поло­ жительны. Это дает возможность уже по одному только знаку эффектов судить о преобладающем в полупровод­ нике механизме рассеяния носителей тока. В случае других эффектов переноса для получения сведений о ме­ ханизме рассеяния носителей тока необходимы количест­ венные сравнения экспериментальных данных с результа­ тами теоретических расчетов.

В арсениде галлия в зависимости от концентрации прпмесей и температуры эффекты Периста—Эттингсгау- зена могут быть положительными и отрицательными [52, 95, 132].

Зависимость эффектов от напряженности магнитного поля Н согласуется с предсказанием теории [М29]. Попе­ речный эффект в слабых полях пропорционален II, про­ дольный — Н2.

Сначала рассмотрим кристаллы я-типа. В образцах высокой степенп чнстоты во всех случаях, когда подвиж­ ность электронов при комнатной температуре превышает 5000—5500 см2/в-сек и рассеяние электронов на ионах примеси мало, эффекты Нернста—Эттингсгаузена отри­ цательны только при низких температурах, а при высоких

рассеянии электронов при высоких температурах и чистых кристаллах играют акустические колебания решетки [95]. Однако положительный знак Qx может появиться и при рассеянии носителей тока на оптических колебаниях решетки, если учесть, что с ростом температуры возра­ стает влияние непараболичности зоны проводимости, кото­ рая дает положительный знак Q x [105].

На рис. 4.32 и 4.33 приведены кривые температурной зависимости эффектов Нернста—Эттингсгаузена для об­ разцов с различными концентрациями электронов. Из рисунков видно, что на кривых для всех образцов в обла­ сти низких температур наблюдается ясно выраженный минимум. Уменьшение абсолютных величин эффектов при

температурах ниже минимума находится в полном согла­ сии с теорией. Оно вызвано ростом вырождения. На этих кривых проявляется неожиданная на первый взгляд

2

Рис. 4.32. Зависимость постоянной поперечного эффекта Иернста—

о

о

Рис. 4.33. Зависимость постоянной продольного эффекта Нерн- ста—Эттингсгаузепа от температуры в кристаллах л-типа [127].

/ — n=2,3 - 10" ; 2 — п = 2 , 5 - 1 0 " ; 5 — n=10" ' см^.

закономерность: чем выше концентрация электронов в об­ разце, тем при более пизких температурах эффект Нерн- ста—Эттингсгаузепа меняетг знак. Этот результат,г как и положительный эффект в чистых образцах при высоких температурах допускает двоякую интерпретацию: он мо­ жет быть вызван усилением влияния с ростом вырождения

как непараболичности зоны, так и рассеяния на акусти­ ческих колебаниях решетки (см. 4.2).

Закономерности, присущие кристаллам и-тппа, в ряде отношений проявляются и в образцах /j-тгша. Только из-за малой подвижности дырок эффекты здесь малы по абсолютной величппе. Продольный эффект, который, со­ гласно теории, должен зависеть от подвижности квадра­ тично, измерить ие удается вовсе.

Рис. 4.34. Зависимость постоянной поперечного эффекта Пори­ ста—Эттипгсгаузена от температуры в кристаллах ja-типа [129].

1 — 4 , 5 - Ю ' 8 ; 2 — 1,0 - Ю 1 »; 3 — 1,0-10" см~1.

На рис. 4.34 изображена температурная зависимость коэффициента поперечного эффекта для трех образцов р-типа. Второе изменение знака в образце 3 связано с на­ ступлением смешанной проводимости в кристалле. В ра­

представлена зависимость постоянной поперечного эф' фекта Нернста—Эттннгсгаузена от концентрации дырок при различных температурах. Если считать валентную зону арсенида галлия параболичной [1051, то эти данные свидетельствуют о том, что дырки в ряде случаев, гдо