-
ISSN 1028-8546
ww
w.p
hysi
cs.g
ov.a
zw
ww
.phy
sics
.gov
.az
G.M. Abdullayev Institute of PhysicsAzerbaijan National Academy
of SciencesDepartment of Physical, Mathematical and Technical
Sciences
FizikaAzerbaijan Journal of Physics
Volume XIX, Number 2Section: AzJuly, 2013
-
Published from 1995
ISSN 1028-8546 vol. XVI, Number 2, 2013
Series: Az
Azerbaijan Journal of Physics
Fizika G.M.Abdullayev Institute of Physics
Azerbaijan National Academy of Sciences Department of Physical,
Mathematical and Technical Sciences
HONORARY EDITORS
Arif PASHAYEV
EDITORS-IN-CHIEF
Nazim MAMEDOV Chingiz QAJAR
SENIOR EDITOR
Talat MEHDIYEV
INTERNATIONAL REVIEW BOARD
Ivan Scherbakov, Russia Firudin Hashimzadeh, Azerbaijan Tayar
Djafarov, Azerbaijan Kerim Allahverdiyev, Turkey Anatoly Boreysho,
Russia Talat Mehdiyev, Azerbaijan Mehmet Öndr Yetiş, Turkey Mikhail
Khalin, Russia Emil Guseynov, Azerbaijan Gennadii Jablonskii,
Buelorussia Hasan Bidadi, Tebriz, East Azerbaijan, Iran Ayaz
Baramov, Azerbaijan Rafael Imamov, Russia Natiq Atakishiyev, Mexico
Tofiq Mammadov, Azerbaijan Vladimir Man’ko, Russia Maksud Aliyev,
Azerbaijan Salima Mehdiyeva, Azerbaijan Eldar Salayev, Azerbaijan
Bahram Askerov, Azerbaijan Shakir Nagiyev, Azerbaijan Dieter
Hochheimer, USA Arif Hashimov, Azerbaijan Rauf Guseynov, Azerbaijan
Victor L’vov, Israel Vali Huseynov, Azerbaijan Almuk Abbasov,
Azerbaijan Vyacheslav Tuzlukov, South Korea Javad Abdinov,
Azerbaijan Iskender Djafarov, Azerbaijan Majid Ebrahim-Zadeh, Spain
Bagadur Tagiyev, Azerbaijan Yusif Asadov, Azerbaijan
TECHNICAL EDITORIAL BOARD
Senior secretary Elmira Akhundоva, Nazli Guseynova, Sakina
Aliyeva,
Nigar Akhundova, Elshana Aleskerova
PUBLISHING OFFICE 33 H.Javid ave, AZ-1143, Baku ANAS,
G.M.Abdullayev Institute of Physics Tel.: (99412) 439-51-63,
439-32-23 Fax: (99412) 447-04-56 E-mail: [email protected]
Internet: www.physics.gov.az It is authorized for printing:
Published at SƏRQ-QƏRB 17 Ashug Alessger str., Baku
Typographer Aziz Gulaliyev
Sent for printing on: __.__. 201_ Printing approved on: __.__.
201_
Physical binding:_________ Number of copies:______200
Order:_________
-
FİZİKA __ 2013 _ vol. XIX №2, section: Az
3
SAMARİUM AŞQARLI As-Se-S ŞÜŞƏVARİ HALKOGENİD YARIMKEÇİRİCİSİNDƏ
İŞIĞIN KOMBİNASİYALI SƏPİLMƏSİ
R.İ.ƏLƏKBƏROV, A.İ. İSAYEV, S.İ. MEHDİYEVA, G.A. İSAYEVA
AMEA H.M. Abdullayev adına Fizika İnstitutu AZ 1143,Bakı ş,
H.Cavid pr33,
[email protected]
Samarium atomlari ilə legirə olunmuş üçkomponentli şüşəvari
halkogenid yarımkeçirici (ŞHY) nazik təbəqələrdə işığın
kombinasiyalı səpilməsi(İKS) tədqiq olunmuşdur.Göstərilmişdir ki,
İKS spektri 10÷100; 195÷290; 290 ÷404; 420÷507 tezlik
intervallarını əhatə edən zolaqlardan ibarətdir və samariumla
legirələnmə spektrdə kəskin dəyişikliyə səbəb olur. A-Se-S
sistemində struktur elementləri və onların legirələnmə hesabına
mümkün dəyişiklikləri müəyyən olunmuşdur. Alınmış nəticələr
nümunələrdə samarium atomlarının paylanma xüsusiyyətləri və onların
kimyəvi aktivliyi ilə izah olunmuşdur. Açar sözlər: amorf;
halkogenid şüşəvari; yüklü defektlər PACS: 81.05. Gc I. GİRİŞ
Şüşəvari halkogenid yarımkeçiricilərin(ŞHY) nadir fiziki
xassələri, xüsusilə, spektrin yaxın və orta infraqırmızı (İQ)
oblastında şəffaflığı, yüksək optik qeyri xəttiliyi[1-3], sındırma
əmsalının geniş intervalda dəyişməsinin mümkünlüyü[4-6], eyni
zamanda nümunələrin hazırlanma texnolgiyasının sadəliyi [7],
onların lifli və inteqral optika üçün perspektiv material olmasını
təmin edir. Tədqiqatlar göstərir ki, ŞHY maddələrin quruluşu və
fiziki xassələri arasında korrelyasiya mövcuddur[8-11]. Bu qəbildən
olan nümunələrin hazırlanma prosesinin texnoloji rejiminin və
kimyəvi tərkibinin dəyişilməsi, eyni zamanda legirələnmə ilə
quruluşun modifikasiyası və beləliklə də elektron, optoelektron
xassələrinə kəskin təsir göstərilməsi mümkündür. Belə problemlərin
həllinə dair tədqiqatların əksəriyyəti binar ŞHY maddələrə
məxsusdur. Üçkomponentli ŞHY maddələr, xüsusilə də, As-Se-S və
As-Se-Te sistemləri halkogen və arsenium əsaslı binar sistemlərlə
müqayisədə bir sıra üstünlüklərə malikdir. Bu üstünlüklər onların
kimyəvi davamlılığı, spektrin infraqırmızı oblastının daha geniş
intervalında yüksək şəffaflığa malik olması, aşağı enerjili
fononların xarakterik olması ilə izah olunur[17]. Mövcud elmi
işlərin təhlili göstərir ki, müxtəlif aşqarlarla modifikasiya
olunmuş ŞHY maddələrin quruluşu və elektron xassələrinin
öyrənilməsi üçün aparılan tədqiqatlar qənaətbəxş deyildir. Bu
məqsədlə kompleks tədqiqatların aparılması tələb olunur.
İşdə legirəedici aşqar kimi nadir torpaq elementinin (NTE)
seçilməsi onun kimyəvi cəhətdən aktiv olaraq ŞHY-yə daxil olan
bütün elementlərlə rabitə yaratması və quruluşun modifikasiyasına
səbəb olması ilə bağlıdır. Digər tərəfdən NTE atomları tədqiq
olunan maddələrdə müsbət yüklü ionlar şəklində olduğundan məxsusi
yüklü defektlər modelinə [21] əsasən D+ и D- mərkəzlərin
konsentrasiyasını dəyişərək, maddənin elektron xassələrini idarə
etməyə imkan verir. Buna görə də, NTE atomları ilə legirə olunmuş
şüşəvari maddələr optik gücləndiricilər, çeviricilər,
lazerlərdə[2,18] tətbiq üçün perspektivlidir.
As-Se-S və As-Se-Te maddələrində rentgen şüalarının
difraksiyasına dair apardığımız tədqiqatlar sayəsində quruluşun
kvaziperiodu, korrelyasiya uzunluğu (atomların fluktasiya
periodikliyinin saxlanıldığı məsafə),
boşluqların diametri, atomlararası korrelyasiyaya uyğun olan
xarakteristik məsafə[19] kimi, mühüm parametrlər təyin olunmuş və
göstərilmişdir ki, onların qiymətlərinin tədqiq olunan şüşəvari
maddələrin kimyəvi tərkibindən, legirələnmə dərəcəsindən asılılığı
maddədəki quruluş elementlərinin növü və ölçülərinin dəyişməsilə
bağlıdır. Məlumdur ki, qeyri-kristal maddələrin mikroquru-luşunun
tədqiqi üçün işığın İQ udulma və Raman səpilmə(RS) spektrlərinin
öyrənilməsi effektiv tədqiqat metodlarıdır. Bu tədqiqat metodları
maddələrin molekulyar quruluşunda və kimyəvi rabitələrdə baş verən
dəyişikliklər haqqında mühüm məlumatlar əldə etməyə imkan
verir.
Amorf və şüşəvari maddələr üçün RS metodunun tətbiq olunmasının
üstünlüyü, kristal maddələrdən fərqli olaraq onlarda materialın
nizamsız quruluşu ilə bağlı seçmə qaydasının pozulması və nəticədə
bütün növ rəqslərin optik aktivliyi ilə bağlıdır[20].
Məqalə samariumla legirələnmiş üçkomponentli As-Se-S ŞHY
materiallarında RS spektrlərinin tədqiqinə həsr olunmuşdur.
II NÜMUNƏLƏRİN HAZIRLANMASI VƏ
ÖLÇMƏ METODU Samarium aşqarlı (0,1; 0,5; 1; 2; 2.5; 5 ат%)
ŞHY
As-Se-S maddəsinin sintezi aşağıdakı ardıcıllıqla həyata
keçirilmişdir: eyni atom faiz nisbətində götürülmüş xüsusi
təmizlikli elementar maddələr təzyiqi 10-4mm.c.st-na qədər sorulmuş
kvars ampulalara doldurularaq, sobada 3 saat ərzində 900-950 0S
temperatura kimi qızdırılmış və həmin temperaturda 12 saat
saxlanılmışdır. Alınmış nümunələrin bircinsliliyini təmin etmək
məqsədilə sintez prosesi fırlanan soba rejimində yerinə
yetirilmişdir, prosesin sonunda soyudulma söndürülmüş soba
rejimində aparılmışdır. Samarium aşqarları sintez prosesində
maddəyə daxil odilmiş və 10 mkm qalınlıqlı nazik təbəqələr
təzyiqi10-4mm.c.st olan vakuumda, sürəti 0,4 ÷0,5 mkm/san olan
termik buxarlanma yolu ilə şüşə altlıqlar üzərində alınmışdır. RS
spektrləri üçölçülü konfokal lazer
mikrospektroqrafında(Türkiyə,Tubitak) tədqiq olun-muşdur.
Həyacanlaşdırıcı şüalanma gücü 25 mV, dalğa uzunluğu 632,8 nm olan
He-Ne lazeri ilə həyata keçirilmişdir. Nazik təbəqənin üzərinə
düşən lazer şüasının en kəsiyinin radiusu ~1mkm olmuşdur. Şüalanma
qəbuledicisi olaraq termoelektrik soyuduculu
-
R.İ.ƏLƏKBƏROV, A.İ. İSAYEV, S.İ. MEHDİYEVA, G.A. İSAYEVA
4
rəqəmli SSD7386-0001 sistemi olan Spektrograf Princeton
Instruments Spec-10:400B sistemi tətbiq olunmuşdur.Ekspozisiya
müddəti 1÷90 san intervalında seçilmişdir. III NƏTİCƏLƏR VƏ ONLARIN
İZAHI
Şəkil.1.(a,b)–də təmiz As-Se-S və samariumla legirələnmiş
As-Se-S:Smx (x=1; 2,5 ат%) nümunə-lərinin RS spektrləri təsvir
olunmuşdur. Şək.1a-dan göründüyü kimi təmiz As-Se-S maddəsinin RS
spektrində tezlikləri 10÷100; 195÷290; 290÷404; 420÷507sm-1
intervalını əhatə edən 4 geniş zolaq müşahidə olunmuşdur. Bu
zolaqlar mahiyyətcə müxtəlif quruluş elementlərinin rəqs modalarına
uyğun gələn və biri digərini örtən dar zolaqlardan ibarətdir. Aşağı
tezlik oblastında(10 ÷100 sm-1) müşahidə olunan zolaq Boze
statistikasına tabe olan rəqs həyəcanlanmalarından işığın səpilməsi
ilə bağlıdır. Spektrin bu oblastında olan pik “Bozon” piki
adlandırılır. Bozon piki bilavasitə orta nizam ölçüsündə maddənin
quruluşu haqqında məlumatı özündə əks etdirir[22-25].
ŞHY maddələrin quruluşu iki məlum nəzəriyyə əsasında təsvir
olunur: təsadüfi kovalent şəbəkə (Covalent Random Network-CRN) və
kimyəvi nizamlı şəbəkə(Chemically Ordered Network - CON). Hər iki
model 8-N qaydasını təmin edir və bir neçə elementli kovalent
şəbəkədə rabitə növlərinin paylanmasını təsvir edir. Təsadüfi
kovalent şəbəkə modelində homopolyar və heteropolyar atomlar cütü
arasında rabitələrin paylanması statistik olaraq xaotik xarakter
daşıyır. Kimyəvi nizamlı şəbəkə modelində homopolyar deyil,
heteropolyar rabitələr üstünlük təşkil edir. ŞHY maddələrin
stexiometrik tərkiblərində homopolyar rabitələrin konsentrasiyası
1%-dən çox olmadığından onlara quruluş defektləri kimi də baxmaq
olar.
Stexiometriyadan kənaraçıxmalar olduqda isə, homopolyar
rabirələrin konsentrasiyasıartır[29]. Müx-təlif tədqiqatlarda[28]
göstərilmişdir ki, As-Se-S sistemləri üçün kimyəvi nizamlı şəbəkə
modeli daha uyğundur. Bu modelə görə selen və kükürd qalıqlı
As-Se-S sistemində (baxılan halda hər iki elementin miqdarı
stexiometrik tərkibdən üstündür) As-Se, As-S, Se- S, Se -Se, S-S ,
Se-As-Se, S-As-S, As-S-S , As-Sе-Sе kimi rabitələrin iştirakı
gözləniləndir. Bundan başqa AsSe3 və AsS3 kimi piramidal quruluş
elementlərinin, nizamsız yerləşmiş selen, kükürd atomlarından
ibarət zəncirlərin, Se8 , S8 həlqələri və qarışıq Seх S8-х
həlqələrinin iştirakı da nəzərə alınmalıdır. As-Se-S sistemində
arsenium atomlarının iştirakı həlqəvi molekulların müəyyən
hissəsini dağıdaraq zəncirvari makromolekullar yaradır. Bu halda
arsenium atomları həmçinin quruluş elementləri arasında körpü
rolunu oynayır. Bunun nəticəsində selen və kükürd atomlarından
ibarət olan zəncirlər arasında rabitələr yaranır ki, bu da
zəncirvari və həlqəvi makromolekulların miqdarının azalmasına, yəni
şəbəkə-zəncir quruluşunun yaranmasına səbəb olur. Lakin tədqiq
olunan maddələrdə həlqəvi və zəncirvari molekullar miqdarca çox
olduğundan, arsenium atomlarının mövcud olan konsentrasiyası
mükəmməl şəbəkə-zəncir quruluşunun yaradılması üçün kifayət etmir.
Digər tərəfdən baxılan maddələrdə elə quruluş fraqmentlərinə rast
gəlinir ki, bu hal üçün halkogen atomlarından ibarət olan zəncirlər
(zəncirlərin tərkibinə selen, kükürd
atomları, yaxud da hər iki atomların qarışığı daxildir) atomları
As-halkogen olan piramidal quruluş üzrə birləşirlər.
a)
b) Şək.1. Təmiz və samariumla legirələnmiş As-Se-S:Smx (x=0;
1;
2,5 ат%) nümunələrinin RS spektrləri(a); təmiz As-Se-S və
samariumla legirələnmiş As-Se-S:Smx (x=2,5 ат%) nümunələrinin RS
spektrlərinin intensivliklərinin fərqi(b).
RS spektrində 195 ÷290 sm-1 intervalını əhatə edən
zolaq isə, tezlikləri 223, 232, 242,248, 258, 264, 272, 280 sm-1
olan zəif maksimumlardan ibarətdir. Tədqiqatlarda [26-27]
AsхSe100-х (х ≤ 40) - də 227-232 sm-1 tezliklərində müşahidə olunan
maksimumlar amorf matrisaya daxil olan AsSe3 kimi, quruluş
elementləri ilə əlaqələndirilmişdir. Həmçinin [26]-da 205 sm-1
tezlikdə müşahidə olunan zolaq As4Se4 kimi molekulyar fraqmentlərlə
izah olunmuşdur. Göründüyü kimi, tədqiq etdiyimiz spektrdə 199-220
sm-1 tezlik intervalında müşahidə olunan zolaq adı çəkilən
molekulyar fraqmentlərə uyğun gəlir. Spektrdə diskret piklərin
zolaqla əvəz olunması tərkibindəki selen atomlarının müəyyən
hissəsinin kükürd atomları (As4Se4-хS4-х) ilə əvəz olunduğu
molekulyar fraqment- lərin mövcudluğu ilə bağlıdır. Göstərilən
fraqmentlərə aid olan rəqs modalarının tezlikləri bir-birinə yaxın
olduğundan onlara uyğun olan piklər bir-birini örtür. Tezlikləri
238-250 sm-1 intervalını əhatə edən 242, 245 sm-1-də maksimumlara
malik olan zolaq isə - Se – Se – Se - Se – kimi zəncirvari
molekulların xaotik yerləşməsinə uyğun gəlir. Belə zəncirvari
molekulda Se atomlarının az hissəsi
-
SAMARİUM AŞQARLI As-Se-S ŞÜŞƏVARİ HALKOGENİD YARIMKEÇİRİCİSİNDƏ
İŞIĞIN KOMBİNASİYALI SƏPİLMƏSİ
5
S atomları ilə əvəz olunmuşdur[26]. 258 sm-1 tezliyində müşahidə
olunan pik 264 sm-1 -ə qədər davam etməklə Se8 həlqələrinə və az
hissəsi kükürd atomlarından təşkil olunan SeхS8-х kimi “qarışıq”
həlqələrə aid olunur[26]. Artıq qeyd olunduğu kimi, tədqiq
etdiyimiz nümunələrdə selen və kükürdün miqdarı stexiometrik
nisbətdən üstünlük təşkil edir. Buna görə də həlqəvi və zəncirvari
rəqs modalarına müvafiq olan pikin intensivliyi AsSe3 kimi
piramidal quruluş elementləri ilə bağlı olan pikin intensivliyindən
böyükdür.
Tezlikləri 268 ÷280 sm-1 intervalını əhatə edən zolaq isə As2Se3
amorf maddəsinin və əksər ŞHY maddələrin RS spektrlərində özünü
göstərir ki, bu da AsSe3 piramidal quruluş elementləri və eləcə də
As4Se4 (As4 Se3 ) kimi elementlər arasındakı - Se – Se- körpü
rabitələrinin rəqsinə aid olunur[26]. Beləliklə RS-dəki 195÷290
sm-1 zolağı As-Se-S sisteminə daxil olan və selen atomlarının
çoxluq təşkil etdiyi elementlərinin rəqs modalarına uyğun
gəlir.
RS spektrindəki üçüncü zolaq (290÷404sm-1) As2S3-də, binar
As40S60 sistemlərində və stexiometriyaya nisbətən selen və kükürd
atomlarının əlavə konsentrasiyasına malik olan üçqat As-Se-S
tərkiblərində müşahidə olunur(kükürd atomlarının konsentrasiyası
artdıqca bu pik daha aydın formada özünü göstərir[30-31]. Spekrdə
345 sm-1 tezlikdə müşahidə olunan maksimum AsS3-dəki kimi piramidal
quruluş elementinə uyğun gəlir[27,30-31]. Spektrdə 350÷380 sm-1
intervalını əhatə edən, tezlikləri 358, 367, 376 sm-1 olan
maksimumlar isə tədqiq olunan nümunələrdə AsSе3, AsS3 –dəki kimi
piramidal elementlərlə yanaşı, digər qarışıq piramidal AsS(Se)3/2 и
As4S4 [27] quruluş elementlərinin iştirakı ilə izah olunmuşdur.
Spektrdə müşahidə olunan 380 ÷400sm-1 zolağı AsS3 piramidal
elementlər arasındakı qarşılıqlı təsirə aiddir[27]. Tezlikləri 420
÷507sm-1 olan zolaq isə əsasən kükürd atomlarından ibarət olan
homopolyar rabitəli zəncirvari və həlqəvi molekulların rəqs
modalarına uyğundur. Tədqiqatlara[32-33] görə 438, 471 sm-1
tezliklərindəki maksimumlar S8 həlqələrinin gərilmə modalarına
uyğun gəlir. Tezliyi 495 sm-1 olan maksimum [27]-ə görə müxtəlif
quruluş elementlərinə daxil olan S - S homopolyar rabitələrə aid
odilmişdir. Fərz olunur ki, spektrin baxılan oblastında zəif
görüntülü maksimumların yaranması müxtəlif növ quruluş
elementlərinə daxil olan həm homopolyar, həm də heteropolyar
rabitələrlə bağlıdır (As-S-S, As-S- As).
RS spektrinin 100÷200 sm-1 tezlikləri oblastında yerləşən zəif
maksimumlar isə, As4 S(Se)4, S(Se), As - As [34]-dəki kimi
molekulyar fraqmentlər şəklində mövcud olan müxtəlif defektlərə aid
edilir.
Spektrin baxılan oblastında maddənin qırılmış rabitələrinin,
boşluqların , məsamələrin rəqsi hərəkətləri özlərinə məxsus
görüntülər verə bilər.
Şəkildən göründüyü kimi, As-Se-S sisteminin RS spektrinə Sm
aşqarlarının təsiri mürəkkəb xarakterlidir (əsasən 250 sm-1-dən
böyük tezliklərdə Sm-un təsiri ilə spektrdə kəskin dəyişmə müşahidə
olunur). Kiçik konsentrasiyalarda(1ат%) samarium atomlarının təsiri
ilə bütün spektr boyunca RS spektrinin intensivliyi azalır. Digər
tərəfdən qeyd etmək olar ki, bu halda sonuncu və 100 ÷200 sm-1
tezliklər oblastındakı zəif görüntülü zolaqlar demək olar ki,
aradan qalxır.
Samariumun miqdarının artması ilə ( 2,5 ат%-ə qədər) intensivlik
yenidən artır. Bu halda 250 sm-1-dən aşağı tezliklərdə intensivlik
təmiz As-Se-S sisteminin RS spektrində müşahidə olunan
intensivlikdən böyük olur və eyni zamanda yeni maksimumlar yaranır.
Spektral asılılığın belə gedişi mövcud olan quruluş elementlərinin
nisbi miqdarının azalması və həmçinin samarium atomlarının hesabına
yeni elementlərin yaranması ilə bağlıdır ki, bu da samarium
atomlarının tədqiq olunan nümunələrdə paylanma xüsusiyyətləri və
onların kimyəvi aktivliyi ilə bağlıdır. Belə ki, [6,8]-dən məlumdur
ki, ŞHY-yə kiçik konsentrasiyalarda əlavə olunan nadir torpaq
elementi atomları əsasən SHY-də mövcud olan məsamə və boşluqlarda
toplanır. Bu defektlərin konsentrasiyasının azalmasına və
tezlikləri 100 ÷200 sm-1 intervalında olan zəif görüntülü
maksimumların RS spektrində qismən itməsi kimi özünü göstərir.
Qeyd olunduğu kimi sonuncu zolaq tədqiq olunan materiallarda
əsasən S atomlarından ibarət olan həlqəvari və zəncirvari
molekulların mövcudluğu ilə bağlıdır. Samarium atomları özlərini
iki və üç valentli kimyəvi aktiv element kimi apararaq S8, Sе8
həlqəvari molekullarını dağıdaraq, zəncirlər arasında körpü
əlaqələri yaradır, beləliklə də makromolekulların polimerləşməsinə
kömək edərək polimer zəncirlərin uclarını piramidal quruluşda
tikir.
Samarium yüksək kimyəvi aktivliyi sayəsində struktura arsen
atomlarına nisbətən daha güclü təsir edir və tor-zəncir quruluşunun
yaranmasına səbəb olur, bunun nəticəsində arsen, selen, kükürd və
samarium atomlarından ibarət olan yeni struktur elementləri meydana
çıxır. Samariumla legirələnmənin RS spektrinə təsiri şəkil 1b-dən
aydın görünür.Burada təmiz və samariumla(2,5at%) legirələnmiş
As-Se-S nümunələrində RS spektrləri intensivliklərinin fərqi
göstərilmişdir. Fərz olunur ki, 189÷274 sm-1 interval-ında müşahidə
olunan zolaq tezlikləri bu intervala təsadüf edən SmSe, SmS, SmSe3,
SmS3, AsxSmS1-x, AsxSmSe1-x tipli struktur elementlərinin əmələ
gəlməsi hesabına yaranır [35].
_____________________
[1]. J.S.Sanghera, I.D.Aggarwal, L.B.Shaw,
C.M.Florea, P. Pureza, V.G. Nguyen, F. Kung, Nonlinear
properties of chalcogenide glass fibers,J. Optoelectronics and
Advanced materials 8, (2006), 2148-2155
[2]. A. Zakery and S. Elliott, Optical properties and
applications of chalcogenide glasses: a review, J. Non-Cryst, 330,
(2003)1-12
[3]. J. S. Sanghera, I. D. Aggarwal, Active and passive
chalcogenide glass optical fibers for IR applications: a review, J.
Non-Cryst. Solids, 256-257, (1999) 6-16
[4]. И. В. Фекешгази, К.В. Май, Н. И. Мателешко, В.М. Мица, Е.И.
Боркац, Структурные преобразования и оптические свойства
-
R.İ.ƏLƏKBƏROV, A.İ. İSAYEV, S.İ. MEHDİYEVA, G.A. İSAYEVA
6
халькогенидных стекол As2S3, ФТП, 39, (2005)986-990.
[5]. А. М. Настас, А. М. Андриеш, В. В. Бивол, А. М. Присакар,
Г. М. Тридух, Влияние зарядки халькогенидных стеклообразных
полупроводников в коронном заряде на процессы образования
голографических дифракционных решеток, Письма в ЖТФ, 32, (2006)
89-93
[6]. А.И. Исаев, С. И. Мехтиева, С. Н. Гарибова, Р. И.
Алекперов, В. З. Зейналов, Исследование оптических параметров
халькогенидной полупроводниковой системы Se-As, содержащей примеси
EuF3 ФТП, 45, (2011) 1026-1030
[7]. А. И. Исаев, Л. П. Казакова, Э. А. Лебедев, С. И. Мехтиева,
И. И. Ятлинко, Способ получения халькогенидных стеклообразных
полупроводников на основе Se – As, А. С. №1512015, Москва,
(1989).
[8]. A.I.Isayev, S.I. Mekhtieva, N.Z.Jalilov, R.I. Alekperov,
Localised states in the band gap of chalcogenide glass-like
semiconductors of Se–As system with Sm impurity, Solid State
Communications, 149, ISS 1-2, (2009)
[9]. О.А.Голикова, Средний порядок и оптоэлектронные свойства
тетраэдрически координированного гидрированного аморфного
полупроводника, ФТП, 25, (2001)1370-1375
[10]. Zha Congji, Wang Rongping, et. all, Optical properties and
structural correlations of Ge-As-Se chalcogenide glasses J. Sci:
Mater. Electron, 18, (2007) S389-S392
[11]. A. I. Isayev, S.I. Mekhtiyeva, R. I. Alekperov, N.Z.
Jalilov, Ya.G. Gasanov, Influence of rare-earth atom (Sm) impurity
on optical properties of chalcogenide glass-like semiconductors of
Se-As system, J. Non-Oxide Glasses, Vol.1, No.2, (2009) p.
113-120
[12]. K.N. Dri, D.Houphouet-Boigny, J. C. Jumas, Study of first
sharp diffraction peak in As2S3 glasses by X-ray, J. Non-Oxide
Glasses, 3(2), (2012)29-37
[13]. F.Sava, A.Lorinczi, M.Popescu, G.Sokol, E. xente,
I.N.Mihailscu, M. Nistor, Amorphous SnSe2 films, J. Optoelectron.
Adv. Mater, 8(4), (2006) 1367-1371
[14]. М.Ф. Чурбанов, В.С. Ширяев и др., Высокочистые стекла
систем As-S-Se и As-Se-Te и световоды на их основе, Неорг. Матер.
43, (2007)506-512
[15]. L. P. Kazakova, E A. Lebedev, N. B. Zakharova, I.
I.Yatlinko, A.I.Isayev, S.I. Mekhtiyeva, Improvement of charge
transport in Se-As glasses by doping with halogens, J. Non–Cryst
solids, 167, 65,1994
[16]. A.I.Isayev, S.I.Meкhtiyeva, N.Z.Jalilov, R.I, Alekperov ,
V.Z.Zeynalov, The optical absorption of Se95As5 system doped by
atoms of samarium J.of Optoelectronics and Advanced Materials-RC, 1
ISS, 8,(2007)368-372
[17]. M.F.Churbanov, V.S.Shiryaev, I.V. Scripachev et al.
Optical fibers based on As–S–Se glass system, J. Non- Cryst.
Solids, 284,(2001)146-152
[18]. S. G. Bishop, D. A. Tumbull, B. G. Aitken, Excitation of
rare earth emission in chalcogenide glasses by broadband Urbach
edge absorption, J. Non- Cryst. Solids, 266-269, (2000)876-883
[19]. Р.И.Алекберов, А.И.Исаев, С.И.Мехтиева, Г.А.Исаева, Г.Г.
Гусейнов, A.C. Aмиров Структура халькогенидных стеклообразных
полупроводников As-Se-S и As-Se-Te легированных самарием, XXXIII,
№2, (2013)
[20]. M.S. Iovu, E.I. Kamitsos, C.P.E. Varsamis, p. Boolchand,
M. Popescu, Raman spectra of AsxSe100-x and As40Se60 glasses doped
with metals, Chalcogenide Letters, 2, (2005)21-25
[21]. Н.Ф.Мотт, Э.А.Девис, Электронные процессы в
некристаллических веществах , М., Мир, 1982
[22]. V. K. Malinovsky, V. N. Novikov, P. P. Parshin , A. P.
Sokolov , M. G. Zemlyanov, The nature of the boson peak in Raman
scattering of glasses,Europhys. Lett., 11, (1990)43-47
[23]. М. И. Клингер, Низкотемпературные свойства и
локализованные электронные состояния стекол, УФН, 152, (1989)
623-652
[24]. U. Buchenau , Yu. M. Galperin, V. L. Gurevich , H. R.
Shober, Phys. Rev., B43, 5039, (1991).
[25]. J. R. Graebner, B. Golding, Phonon localization in
aggregates, Phys, Rev., B34, 5788, (1986).
[26]. V. Kovanda, Mir Vicek, H. Jain, Structure of As–Se and
As-P-Se glasses studied by Raman spectroscopy,
J.Non-Cryst.Solids,326-327, (2003)88-92
[27]. A.V. Stronski, M.Vicek, S.A. Kostyukevych et al., Semicon.
Phys.,Quantum Elec. & Optoelect. Study of non-reversible
photostructural transformations in As40S60-xSex layers applied for
fabrication of holographic protective elements, 5, 284-287,
(2002)
[28]. J.L. Wang, J.C. Tsai, C.T. Liu, Structural properties of
the glass system As–Se–S studied by x-ray absorption spectroscopy,
J. Appl. Phys., 88, 2533 (2000).
[29]. К.Д. Цендин, Электронные явления в халькогенидных
стеклообразных полупроводниках, Санкт – Петербург, (1996).
[30]. T. Cardinal, K. A. Richardson, H. Shim, A. Schulte, R.
Beatty, K. Le Foulgoc, C. Meneghini, J. F. Viens and A. Villeneuve,
“Non-linear optical properties of chalcogenide glasses in the
system As–S–Se,” J. Non-Cryst. Solids 256 -257, (1999) 353-360
[31]. C. Lopez, K. A. Richardson, R. Valee, et.al, «Photo –
Induced Changes in Arsenic – Based Chalcogenides», paper,CThP2512,
CLEO’04/ San Francisco, 2004.
[32]. M. Terao et al. Reversible amorphous optical memory, Jap
J. Appl. Phys., 41, (1972)61
[33]. C.W. Thompson, N. G. Gingrich, J. Chem. Phys., Atomic
Distributions in Liquid, Plastic, and Crystalline Sulfur, 31,
(1959)1598
[34]. M. Vleck, A. V. Stronski, A. Sclenar, T. Wagner, S. O.
Kasap, Structure and imaging properties of
-
SAMARİUM AŞQARLI As-Se-S ŞÜŞƏVARİ HALKOGENİD YARIMKEÇİRİCİSİNDƏ
İŞIĞIN KOMBİNASİYALI SƏPİLMƏSİ
7
As40S60−xSex glasses J. Non-Cryst. Solids,
266-269,(2000)964-968
[35]. M.W. Elmiger, Raman Scattering under high pressure in
samarium selenide and Brilluen
spectroscopy from surface acoustic waves. Diss. Doct. of Natural
sciences, Swiss federal institute of technology Zurich, (1988)
R.I. Alekberov, A.I. Isayev, S.I. Mekhtiyeva, G.A. Isayeva
RAMAN SCATTERING IN As-Se-S CHALCOGENIDE GLASS-LIKE
SEMICONDUCTORS DOPED BY SAMARIUM İMPURİTY
There have been investigated spectra of Raman scattering (RS) in
films of As-Se-S three-compounent chalcogenide glass-like
semiconductors (CGS) doped by samarium. It is shown that RS
spectra involve in four bands being effective into frequency range
10÷100 cm-1; 195÷290 cm-1; 290÷404 cm-1; 420÷507 cm-1, and being
charged by doping. There have been established structural units in
As-Se-S and their possible variations by doping. Obtained results
are explained by pecularities of Sm atom distribution in sample and
their chemical activity.
-
FİZİKA 2013 __ vol. XIX №2, section: Az
8
STEXİOMTRİYADAN ARTIQ Te ATOMLARINA MALİK Pb1-xMnxTe
MONOKRİSTALLARINDA ELEKTRİK VƏ İSTİLİK DAŞINMASI
G.Z. BAĞİYEVA, C.Ş. ABDİNOVAMEA N.M.Abdullayev adına Fizika
İnstitutu
AZ-1143, Bakı şəh., H.Cavid pros.33 E-mail:
[email protected]
0,5 at.%-dək artıq tellur atomlarına malik Pb0,96Mn0,04Te
monokristalların 77-300 K intervalında elektrikkeçiriciliyi (σ),
termo –e.h.q. () , Holl (R) və istilikkeçirmə () əmsalları tədqiqi
olunmuşdur. İstilikkeçirmənin elektron və qəfəs toplananları və
struktur defektlərinin yaratdığı istilik müqaviməti hesablanmışdır.
Fərz edilmişdir ki, artıq tellur atomlarının bir qismi tellur və
qurğuşun altqəfəsləri vakansiyalarında yerləşərək yükdaşıyıcıların
konsentrasiyasının, fononların və elektronların səpilmə effektiv
kəsiyinin azalmasına səbəb olur.
Açar sözlər: stexiometriya, monokristal, istilik müqaviməti,
effektiv kəsik, altqəfəs, vakansiya. PACs: 72.20.My, 72.20;
72.80
Qurğuşun tellurid və onun bərk məhlulları termo- vəfotoelektrik
çeviricilərinin yaradılması üçün əlverişli materiallardır. Digər
qurğuşun xalkogenidləri kimi, bu birləşmələr də stexiometriyadan
ciddi kənaraçıxma iləkristallaşırlar. Buna görə, qurğuşun tellurid
əsasında kristallarda qurğuşun və tellur altqəfəsində
~1018-1019sm-3konsentrasiyada məxsusi defektlər yaranır [1].
Elektroaktiv olan həmin defektlər kristalda elektron vədeşiklərin
konsentrasiyasına, yükdaşıyıcıların vəfononların səpilməsinə güclü
təsir göstərirlər. Bu kristallara stexiometriyadan artıq tellur
atomları daxil etməklə vakansiyaların konsentrasiyasını və səpici
mərkəzlərin miqdarını, nəticədə kristalın elektrik və istilik
parametrlərini dəyişmək mümkündür. Lakin, ədəbiyyatda məxsusi
defektlərin konsentrasiyasının PbTe əsasındakristalların elektron
və fonon xassələrinə təsiri tədqiq olunmamışdır.
Bu işdə stexiometriyadan artıq tellur atomlarına malik
Pb1-xMnxTe (x=0,04) kristalları göyərdilmiş vəonların
elektrikkeçiriciliyi (), termo-e.h.q.(), Holl (R) və istilikkeçirmə
() əmsalları 77 - 300 K intervalında tədqiq olunmuşdur.
Monokristallar diametri ~14, uzunluğu ~30 mm olan çubuqlar
şəklində Bricmen metodu ilə göyərdilmişdir. Çubuqların
monokristallığı rentgen üsulu ilətəsdiqlənmişdir. Nümunələrin
elektrik parametrləri zond üsulu ilə, istilikkeçirmə əmsalı
stasionar metodla göyərdilmə istiqamətində ölçülmüşdür. Ölçmədən
əvvəlnümunələr spektral təmiz arqon mühitində ~573 K-də 120saat
müddətində termik işlənmə keçmişlər.
Nümunələrin elektrik parametrlərinin (, , R) temperatur
asılılığı 1-ci şəkildə göstərilmişdir. Şəkildəngöründüyü kimi
Pb0,96Mn0,04Te nümunələrinin hamısı 77 - 300 K intervalında
metallik xarakterli n-tip keçiriciliyə malikdir. Tərkibində 0,1
at.% stexiometriyadan artıq Te atomları olan nümunədən başqa
kristalların hamısında Holl sabiti temperaturla təqribəndəyişmir.
77 K-də tərkibində 0; 0,005; 0,01; 0,05; 0,1; 0,5 at.% artıq Te
olan nümunələrdə elektronların konsentrasiyası uyğun olaraq ~
7,21018; 0,681018;2,21018; 1,31018; 5,71017 və 7,81018 sm-3 təşkil
edir.
Qurğuşun tellurid və onun bərk məhlulları tellurun artıqlığı ilə
kristallaşırlar. Buna görə, göyərdilmiş
kristallarda qurğuşun altqəfəsində ~1018sm-3konsentrasiyada
vakansiyalar və deşiklər olur.
Şəkil 1. Pb1-xMnxTe monokristallarının elektrikkeçiriciliyi (a),
termo-e.h.q. əmsalı (b) və Holl sabitinin (c)temperatur asılılığı.
1-6 əyriləri uyğun olaraq 0; 0,005; 0,01; 0,05; 0,1; 0,5 at.% Te
aiddir.
-450
-400
-350
-300
-250
-200
-150
-100
-50
0
70 120 170 220 270 320
, m
V/К
Т, К
b
-14
-12
-10
-8
-6
-4
-2
0
70 120 170 220 270 320
R, c
m3/C
Т, К
c
-
STEXİOMTRİYADAN ARTIQ Te ATOMLARINA MALİK Pb1-xMnxTe
MONOKRİSTALLARINDA ELEKTRİK VƏ...
9
Qəbul etmək olar ki, sintez zamanı əlavə olunmuş artıq tellur
atomları qismən həmin vakansiyalarda yerləşəcək antistruktur
defektlər yaradır və deşiklərin konsentrasiyasını azaldır [2].
Termik işlənmə zamanı qəfəsin düyünlərində yerləşən tellur
atomlarının bəziləri düyünlər arası fəzaya keçə bilər və ya
nümunəni tərk edə bilərlər. Nəticədə, tellur altqəfəsində
vakansiyalar və nümunədə elektronların konsentrasiyası artacaqdır.
Bu halda, stexiometriyadan artıq daxil edilmiş tellur atomları
həmin vakansiyalarda yerləşəcək elektronların konsentrasiyasının
azalmasına səbəb olacaqdır.
Qurğuşun xalkogenidlərinin valent zonası mürəkkəb olub iki
zonaaltından (yüngül və ağır deşiklər zonaları) ibarətdir və
temperatur artdıqca yüngül deşiklər zonası ağır deşiklər zonasına
yaxınlaşır [1]. Bu səbəbdən, temperaturun artması ilə ağır
deşiklərin keçiricilikdəki payı da artır. Bu, effektiv kütlənin və
termo-e.h.q. əmsalının temperaturla artmasına səbəb olur.
Pb1-xMnxTe kristallarında istilikdaşınma mexanizmi
aydınlaşdırmaq üçün ümumi istilikkeçirmə əmsalının toplananları
ayrılıb təhlil edilmişdir. Bu məqsədlə nümunələrdə istilikkeçirmə
əmsalının elektron toplananı
ТекАе 2/
ifadəsindən hesablanmışdır. Burada k – Bolsman sabiti, e –
elektronun yükü, –nümunənin elektrikkeçiriciliyidir. A–nın qiyməti
A=f() asılılığından hesablanmışdır [3].
Hesablamalar göstərmişdir ki, nümunələrdə elektronlarla istilik
daşınması ümumi istilik daşınmasının 4%- indən artığını təşkil
etmir və nümunələrdə istilik əsasən qəfəsin rəqsləri ilə
daşınır.
Nümunələrdə qəfəs istilik müqavimətinin
q
qW
1 temperatur asılılığı 2-ci şəkildə
göstərilmişdir. Şəkildən göründüyü kimi nümunələrin hamısında
Wq
temperaturla xətti artır və müxtəlif nümunələr üçün Wq(T)
bir-birinə təqribən paraleldir. Həm də nümunələrdə stexiometriyadan
artıq tellur atomlarının miqdarı artdıqca Wq – də artır. Bu onu
göstərir ki, Pb1-xMnxTe monokristallarında istilik müqaviməti,
əsasən fonon-fonon səpilməsi hesabınadır və artıq Te atomları
nöqtəvi defektlər əmələ gətirərək temperaturdan asılı olmayan əlavə
istilik müqaviməti yaradırlar.
Fononların artıq Te atomlarının yaratdığı defektlərdən səpilmə
kəsiyi [4]
dФ
NN 0
0
0 1
ifadəsindən hesablanmışdır. Burada 0 və stexiometrik kristalın
və stexiometriyadan artıq Te atomlarına malik kristalın
istilikkeçirmə əmsalları, N0 -1 sm3 – də olan
atomların ümumi sayı, N - 1 sm3 – də olan stexiometriyadan artıq
Te atomların sayı, d – qonşu atomlar arası məsafə, Ф – fononların
effektiv kəsiyinə daxil olan sabit (S=Фd2),
0 –stexiometrik materialda
sərbəst yolun orta uzunluğudur (Debay ifadəsindən hesablanır).
Hesablama göstərir ki, artıq tellur atomlarının konsentrasiyası
artdıqca Ф –in qiyməti ~3,2 –dən 0,3 -ə qədər azalır.
Şəkil 2. Pb1-xMnxTe monokristallarının qəfəs istilik
müqavimətinin temperatur asılılığı. İşarələmə 1-ci şəkildəki
kimidir.
Qəfəs istilik müqavimətinin temperaturdan asılılığını
aşağı temperaturlar oblastına ekstrapolyasiya etdikdə T=0 K–də
istilik müqaviməti oxundan kristalda defektlərin yaratdığı istilik
müqavimətinə bərabər olan W0 parçası kəsir [5]. Müxtəlif nümunələr
üçün W0–ın qiyməti təyin edilmişdir. Müəyyən olunmuşdur ki, artıq
Te –un 0,05at.% -dək W0 əvvəlcə ~ 13,0-dan 12,0-dək azalır, 0,1 və
0,5 at.%Te –da isə artaraq uyğun olaraq 14,8 və 15,8 -ə çatır.
Artıq tellur atomlarının bu oblastında yükdaşıyıcıların
konsentrasiyası da uyğun qaydada azalır. Lakin həmin oblastda
yükdaşıyıcıların yürüklüyü m artır. W0 , n və m -nün belə dəyişməsi
göstərir ki, 0,05 at.%Te -dək artıq tellur atomları kristalda
vakansiyalarda yerləşərək elektronların konsentrasiyasını azaldır
və elektron və fononlar üçün səpilmə mərkəzlərinin kəsiyini
azaldaraq m -nü artırır, W0 –ı isə azaldır.
Beləliklə, Pb1-xMnxTe monokristallarına daxil edilmiş
stexiometriyadan artıq tellur atomları həm qurğuşun, həm də tellur
altqəfəsində olan vakansiyalarda yerləşməklə yükdaşıyıcıların
konsentrasiyasının və defektlərin yaratdığı əlavə istilik
müqavimətinin azalmasına, yürüklüyün isə artmasına səbəb olur.
_________________________
5
10
15
20
25
30
35
40
70 120 170 220 270 320
WL, (cmК)/Vt
Т, К
-
G.Z. BAĞİYEVA, C.Ş. ABDİNOV
10
[1]. Yu.İ.Raviç, B.A.Efimova, İ.A.Smirnov. Metodı issledovaniya
poluprovodnikov v primenenii k xalkogenidam svinza PbTe, PbSe, PbS.
M.: Nauka, 1968, 364 s. (Rusca).
[2]. Q.Z.Bagiyeva, Q.D. Abdinova, N.B.Mustafayev, D.Ş.Abdinov .
FTP, 2013, т.47, v. 3, S. 289-292. (Rusca).
[3]. İ.A.Smirnov. V.İ.Tamarçenko. Elektronnaya teploprovodnost v
metallax i poluprovodnikax. L.: Nauka, 1977, 151s. (Rusca).
[4]. A.F.İoffe. Poluprovodnikovıye termoelementı. M-L.: İzd. AN
SSSR. 1960, 188 s. (Rusca).
[5]. V.S. Oskotskiy, İ.A.Smirnov. Defektı v kristallax i
teploprovodnost. L.: Nauka. 1972, 160 s. (Rusca).
Г.З.Багиева, Д.Ш.Абдинов
ПЕРЕНОС ЭЛЕКТРИЧЕСТВА И ТЕПЛОТЫ В МОНОКРИСТАЛЛАХ Pb1-xMnxTe ,
СОДЕРЖАЩИХ СВЕРХСТЕХИОМЕТРИЧЕСКИЙ ТЕЛЛУР
Исследованы электропроводность (σ), коэффициенты термоэдс (),
Холла (R) и теплопроводности ()
монокристаллов Pb0,96Mn0,04Te с избытком до 0,5 ат.% Те в
интервале 77-300К. Рассчитаны электронная и решеточная части
теплопроводности и тепловые сопротивления, созданные структурными
дефектами. Сделано предположение, что часть избыточных атомов Те,
располагаясь в вакансиях подрешетках теллура и свинца приводит к
уменьшению концентрации носителей тока и эффективного сечения
рассеяния фононов и электронов.
G.Z.Bagiyeva, D.SH.Abdinov
ELECTRICITY AND HEAT TRANSFER IN SINGLE CRYSTALS Pb1-xMnxTe,
CONTAINING SUPERSTOICHIOMETRIC TELLURIUM
Studied the electrical conductivity (σ), coefficients
thermo-e.m.f. (), Hall (R) and heat () single crystals Pb0,96Mn0,
04Te
with an excess of up to 0.5 at.% Te in the range 77-300K.
Calculated the electronic and lattice thermal conductivity of the
thermal resistance and by structural defects. It is suggested that
part of the excess Te atoms, ranging in job sublattices tellurium
and lead results in a reduction of the carrier density and the
effective cross section of scattering of phonons and electrons.
-
FİZİKA 2013 __ vol. XIX №2, section: Az
11
GaSe VƏ InSe MONOKRİSTALLARINDA SABİT CƏRƏYANDA LOKALLAŞMIŞ
HALLARIN PARAMETRLƏRİNƏ SÜRƏTLƏNMİŞ ELEKTRON SELİ İLƏ
ŞÜALANMANIN TƏSİRİ
Ə.Ə.İSMAYILOV AMEA H.M. Abdullayev adına Fizika İnstitutu
AZ-143, Bakı şəhəri H.Cavid prospekti 33, E-mail:
[email protected]
111-294K temperatur intervalında GaSe və InSe monokristallarının
lokallaşmış hallarının parametrlərinə sabit cərəyanda
elektron inteqral seli ilə şüalanmanın təsiri öyrənilmişdir.
Müəyyən edilmişdir ki, həm şüalanmamış, həm də elektron inteqral
seli ilə şüalanmış GaSe monokristallarda ≤250 K-də, InSe-də ≤217K
temperaturlarında Fermi səviyyəsi yaxınlığında lokallaşmış hallarda
dəyişən addımlı sıçrayışlı keçiricilik baş verir. Bu, GaSe
monokristallarında ≤167K temperaturlarda aktivləşməmiş sıçrayışlı
keçiriciliyə keçir.
Açar sözlər monokristallar, sıçrayışlı keçiricilik,
sürətləndirilmiş elektron, aktivləşməmiş keçiricilik,
lokallaşmış
hallar, yükdaşıyıcıların yerləşmə dərinliyi. PACS 71.20 Nr,
72.20 Ee, 72.20 Fr, 72.20 Jv, 72.20+
Son zamanlar laylı strukturlarda aşağıölçülü effektlərin baş
verməsi ilə əlaqədar olaraq, elektron hadisələrinin tədqiqinə maraq
xeyli artmışdır. GaSe və InSe monokristalları A3B6 qrupuna
daxildir. Ilk dəfə elektrik xassələri GaSe-də 1-2 və InSe –də isə 3
işlərində öyrənilmişdir. Lokallaşmiş halların parametrlərini
müəyyən etmək üçün VAX (voltamper xarakteristikası), TSC
(termostimullaşmış cərəyan), TSK (termostimullaşmış keçiricilik),
TSD (termostimullaşmış depolyarizasiya), sıçrayıçlı keçiricilik və
s üsullarlardan istifadə edilir.
Işdə sıçrayıçlı keçiricilik üsulundan istifadə etməklə GaSe və
InSe monokristallarının sabit cərəyanda lokallaşmış halların
parametrlərinə sürətlənmiş elektron seli ilə şüalanmanın təsiri və
elektrikkeçiriciliyinin mexanizmitədqiq edilmişdir.
Bu məqsədlə, Ga- 99,999%, In-Ин 000, və Se “OCЧ 17-3
maddələrindən GaSe və InSe birləşmələri sintez olunmuş və Bricmen
üsulu ilə onların monokristalları alınmışdır. Alınmış
monokristallardan seçilmiş
nümunələrin qalınlığı uyğun olaraq, 310-2 sm və 2,810-2
sm kontakt altı sahəsi isə 210-2 sm2, 1,8710-2 sm2 olmuşdur.
Nümunədən sendviç variant hazırlanmış və kontakt materiali olaraq
gümüş pastasından istifadə edilmişdir. Elektrik əmsalları ölçülən
zaman nümunələr (dəqiqliyi 0,02K) UTREKS markalı helium kriostatlar
sistemində yerləşdirilmişdir. Əvvəlcə şüalanmamış, sonra isə həmin
nümunə 4 MeV enerjiyə malik ELU ( xətti elektron sürətləndiricisi)
qurqusunda uyğun olaraq, Ф=21012 və Ф= 1013 el/sm2 elektron
inteqral seli ilə şüalanmış nümunənin elektrik əmsalları
ölçülmüşdür. Şəkil 1 və 2-də 111-294K temperatur intervalında
şüalanmamış və Ф=21012 - 1013 el/sm2 elektron inteqral seli ilə
şüalandırılmış GaSe və InSe monokristallarının yarımlogorifmik
miqyasda elektrikkeçiriciliyinin temperatur asılılığı
göstərilmişdir. Təcrübənin nəticələri müqayisəli metodla
(şüalanmamışdan əvvəl və sonra) izah edilmişdir.
Şək.1. GaSe monokristallarının elektrikkeçiriciliyinin
temperatur asılılığı.
-
Ə.Ə.İSMAYILOV
12
Şək.2. InSe monokristallarının elektrikkeçiriciliyinin
temperatur asılılığı.
Şək.3. Uyğun olaraq 1 və 4 əyriləri şüalanmamış, 2 və 5 əyriləri
21012 el/sm2 , 3 və 6 əyriləri 1013 el/sm2 inteqral elektron seli
ilə
şüalanmış GaSe və InSe monokristallarının aşağı temperaturda
keçiriciliyinin Т–1/4 –dən asılılığı.
Məlumdur ki, yarımkeçiricilərdə sıçrayıçlı keçiricilik aşağı
temperaturlarda müşahidə olunur. Bu temperaturlarda icazə verilən
zonada yükdaşıyıcıların istilik həyacanlanması hesabına keçiricilik
üstünlük təşkil edir. Şəkil 1 və 2-dən görünür ki, temperatur
azaldıqca keçiricilik azalır. Şək.1-də GaSe monokristallarında
elektrikkeçiciliyinin temperatur asılılığından göründüyü kimi ≤250
K -ə qədər aktivasiya enerjisi temperatur bazaldıqca, azalır. 167K
temperaturundan sonra aktivasiya enerjisi 0-ra yaxınlaşır, yəni
167K temperatur oblastında aktivləşməmiş sıçrayışlı keçiricilik baş
verir.Bu tip keçicilik üçün lg=f(T1/4) (şək.3) T0 meyilliyinəmalik
düz xətt alınmışdır. Şüalanmamış, həm dəşüalanmış nümunələr üçün
ayrılıqda T0-ın qiymətləri müəyyən edilərək 5, cədvəl 1-də
göstərilmişdir.
To== , (1)
Burada NF-Fermi səviyyəsi ətrafında hall sıxlığı, k-Bolsman
sabiti, a-lokallaşma radiusudur . NF –in qiymətibütün nümunələr
üçün cədvəldə göstərilmişdir. 1-ci düstura əsasən NF-i təyin edək.
GaSe nümunələri üçün NFhesablanarkən a=34 Å 6, InSe üçün isə 58 Å
7götürülmüşdür Müxtəlif temperaturlarda tədqiq olunan kristallarda
yükdaşıyıcıların sıçrayışının məsafəsi təyin olunmuşdur 5.
R(T)= aa 1/4 , (2)
-
GaSe VƏ InSe MONOKRİSTALLARINDA SABİT CƏRƏYANDA LOKALLAŞMIŞ
HALLARIN PARAMETRLƏRİNƏ ...
13
Bütün nümunələr üçün qiymətlər cədvəld göstərilmişdir.
Temperatur artdıqca, R(T)-nin qiyməti azalır. Tədqiqat aparılan
monokristallarda Fermi səviyyəsi yaxınlığında tələ hallarının
səpilmələri 5-ci işdə göstərilən düstura əsasən müəyyən
edilmişdir.
F323
NRE
(3) Alınan qiymətlər cədvəldə göstərilmişdir.
GaSe-də və InSe-də sıçrayışlı keçiriciliklə bağlı olan dərin
tələlərin konsentrasiyasının qiymıti aşağıdakı düsturla müəyyən
olunur.
Nt = NF Е, (4)
Hər nümunə üçün alınan qiymətlər cədvəldə göstərilmişdir.
Beləliklə, 111-294K temperatur intervalında GaSe və InSe
monokristallarının lokallaşmış hallarının parametrlərinə sabit
cərəyanda elektron inteqral seli ilə şüalanmanın təsiri
öyrənilmişdir. Müəyyən edilmişdir ki, həm şüalanmamış, həm də
elektron inteqral seli ilə şüalanmış GaSe monokristallarda ≤250
K-də, InSe-də ≤217K temperaturlarında Fermi səviyyəsi yaxınlığında
lokallaşmış hallarda dəyişən addımlı sıçrayışlı keçiricilik baş
verir. Bu, GaSe monokristallarında ≤167K temperaturlarda
aktivləşməmiş sıçrayışlı keçiriciliyə keçir.
Cədvəl Şüalanmamış GaSe-də və InSe-də və Ф=21012 - 1013 el/sm2
elektron inteqral selinin təsirinə məruz qalmış
monokristalların
lokallaşmış hallarının paametrləri
Monokrstallar
Şüalanma dozası, Ф,
el/sm2
T0, K
NF, eV-1sm-1
Ror, Å
E, eV
Nt, sm-3
GaSe
0 1,524106 3,11018 118,638 0,09228 2,871017 21012 1,0486106
4,51018 108,05 0,0884694 3,981017 1013 7,25105 6,531018 98,529
0,0764915 4,9951017
InSe
0 2,7874106 3,41017 256,29 0,0829 2,821016 21012 4,1105 2,31018
160,175 0,0506582 1,161017 1013 7,1105 1,341018 183,76498 0,0574225
7,691016
________________________________
[1]. R.Fivas, E.Mooser // Phys.Review 1967, vol 163, Issue 3,
pp.743-755.
[2]. V.Augelli, C.Manfredotti, R.Murri, R.Piccolo, L.Vasanelli
// L. Nuovo Cimento, 1977, v.B38, №2, p. 327-336.
[3]. S.M.Atakishiev, G.A.Achundov // Phys. Stat. Sol. 1969,
v.32, p.k33-k36 .
[4]. А.Э.Бахышов, Р.С.Самедов и др. // ФТП 1982, т.16, в.1,
с.161.
[5]. Н.Мотт, Э.Дэвис Электронные процессы в некристаллических
веществах. Пер. с англ. / М. Мир, 1974, 472с.
[6]. С.Н.Мустафаева, М.М.Асадов, А.А.Исмаилов //Изв. РАН
Неорганические материалы 2011, т.47, №9, с.1040-1043.
[7]. С.Н.Мустафаева, М.М.Асадов, А.А.Исмаилов //Физика Низких
Температур 2010, № 4, с.394-397.
A.A.Ismailov
THE INFLUENCE OF THE INTEGRAL STREAM OF ELECTRONS ON THE
PARAMETERS OF
LOCALIZED STATES IN SINGLE CRYSTALS GaSe AND InSe AT DIRECT
CURRENT
The article deals with study of the influence of the integral
stream of electrons in the temperature range 111-294K on the
parameters of localized states in single crystals GaSe and InSe at
direct current.
It has been revealed that in irradiated and non- irradiated GaSe
single crystals at T≤250 K and InSe single crystals at T≤217 K
happens ( occurs ) jumping conductivity near the Fermi level. In
GaSe single crystals occurs non-activated jumping conductivity at
the temperatures T≤167K.
А.А. Исмаилов
ВЛИЯНИЯ ИНТЕГРАЛЬНОГО ПОТОКА ЭЛЕКТРОНОВ НА ПАРАМЕТРЫ
ЛОКАЛИЗОВАННЫХ СОСТОЯНИЙ В МОНОКРИСТАЛЛАХ GaSe и InSe ПРИ
ПОСТОЯННОМ ТОКЕ
В температурном интервале 111-294К изучено влияние интегрального
потока электронов на параметры
локализованных состояний в монокристаллах GaSe и InSe при
постоянном токе. Выявлено, что в облученных и необлученных
монокристаллах GaSe a при T≤250 K и InSe при T≤217 K происходит
прыжковая проводимость вблизи уровня Ферми, при температурах T≤167
K в монокристалле GaSe происходит безактивационная прыжковая
проводимость.
-
FİZİKA 2013 __ vol. XIX №2, section: Az
14
GÜCLÜ ELEKTRİK SAHƏSİNDƏ KVANT ÇUXURUNDA TERMOELEKTRİK HƏRƏKƏT
QÜVVƏSİ
М.М.BАBАYEV
AMEA H.M. Abdullayev adına Fizika İnstitutu AZ 1143, Bakı,
H.Cavid pr. 33
[email protected]
Güclü elektrik sahəsində kvant çuxurunda cırlaşmış elektron
qazının termoelektrik hərəkət qüvvəsi tədqiq edilmişdir. Elektrik
sahəsi və temperatur qradiyenti kvant çuxuru təbəqəsi üzrə
yönəldilmişdir. Göstərilmişdir ki, cırlaşmış elektron qazında
termoehq-nin elektron hissəsinin qiyməti elektrik sahəsində xeyli
artır, fonon hissə isə elektron temperaturundan (elektrik
sahəsindən) asılı deyil. Elektrik sahəsi intensivliyinin sabit
qiymətlərində termoehq-nin qəfəs temperaturundan və qəfəsin
temperaturunun verilmiş qiymətlərində termoehq-nin elektrik sahəsi
intensivliyindən asılılıq qrafikləri qurulmuşdur.
Açar sözlər: kvant çuxuru, güclü elektrik sahəsi, termoelektrik
hərəkət qüvvəsi UOT 73.63 Hs; 73.50 Lw; 73.50 Fq GİRİŞ
Aşağı ölçülü sistemlərdə elektron qazının termoelektrik və
termomaqnit effektləri həm eksperimentdə, həm də nəzəri olaraq
intensiv tədqiq olunur [1-9]. Məlumdur ki, güclü elektrik sahəsində
elektronların qızması bu effektlərin qiymətlərini, eləcə də
elektronların konsentrasiyasından, temperaturdan və s.
asılılıqlarını xeyli dəyişdirir [10]. Güclü elektrik sahəsinin
qradiyenti nəticəsində yaranan termoelektrik və termomaqnit
effektlər həcmi kristallar üçün ətraflı öyrənilmişdir [10-13]. Bu
işdə isə güclü elektrik sahəsinin parabolik potensiallı
yarımkeçirici kvant çuxurunda termoehq-yə təsiri tədqiq olunur.
Elektronların fononlar tərəfindən sövqünün əhəmiyyətli rol oynadığı
aşağı temperaturlar oblastına baxılır. Elektrik sahəsinin
intensivliyi və temperatur qradiyenti elektron qazı təbəqəsi üzrə
götürülür. Kvant çuxurunda təbəqə boyunca kvantlanma baş vermədiyi
üçün, bu təbəqə üzrə elektrik cərəyanını hesablyanda Bolsmanın
kinetik tənlik metodundan istifadə edilir.
Biz elektronların akustik fononların deformasiya və
pyezoelektrik potensialından və aşqar ionlardan səpilmə
mexanizmlərini nəzərə alırıq. Elektronların relaksasiya
müddətlərini hesablayarkən səpici potensialların ekranlaşmasını da
nəzərə alırıq.
MƏSƏLƏNİN ƏSAS TƏNLİKLƏRİ
Maqnit sahəsi olmayan halda 𝑥 oxu istiqamətində
məhdudlaşmış parabolik potensiallı kvant çuxurunda elektronların
dispersiya qanunu aşağıdakı kimi yazılır [14]:
𝜀 = 1
2+ 𝑁 ℏ𝜔0 +
ℏ2𝑘2
2𝑚 , (1)
burada 𝑚 - keçirici elektronların effektiv kütləsi, 𝜔0-
parabolik potensialın parametri, 𝑁- ossillyasiya kvant ədədi, 𝑘 𝑘𝑦
, 𝑘𝑧 - elektronların dalğa vektorudur.
Elektronların səpilməsi kvazielastiklik şərtini ödəyirsə və öz
aralarında toqquşmalarının tezliyi (𝜈𝑒 ,𝑒) onların fononlardan
səpilmə tezliyindən (𝜈𝑒 ,𝑝 ) böyükdürsə, güclü elektrik sahəsində
ikiölçülü halda da elektronların paylanma funksiyasını
𝑓 𝑘 , 𝑟 = 𝑓0 𝜀, 𝑟 + 𝑓1 𝑘 , 𝑟 , 𝑓1 ≪ 𝑓0 (2)
kimi yaza bilərik [10]; bu halda paylanma funksiyasının izotrop
hissəsi, qəfəsin 𝑇 temperaturundan fərqli 𝑇𝑒 temperaturu ilə
xarakterizə olunan Fermi – Dirak paylanması kimi göstərilə
bilər:
𝑓0 𝑘, 𝑟 = 𝑒𝑥𝑝 𝜀 − 𝜁 𝑇𝑒
𝑘0𝑇𝑒 − 1
−1
. (3)
Burada 𝑟 - elektronun koordinatları, 𝜁 𝑇𝑒 - qızmış elektron
qazının kimyəvi potensialıdır.
Elektronların effektiv temperaturu 𝑇𝑒 balans tənliyindən
tapılır: stasionar halda elektron sisteminin elektrik sahəsindən
aldığı enerji ( 𝜍𝑦𝑦 𝑇𝑒 𝐸0 2 ) bu sistemin fononlar sisteminə
verdiyi enerjiyə ( 𝑊𝑒 ,𝑝 𝑇𝑒 ) bərabər olur:
𝜍𝑦𝑦 𝑇𝑒 𝐸0
2 = 𝑊𝑒 ,𝑝 𝑇𝑒 . (4)
Burada 𝜍𝑦𝑦 𝑇𝑒 - ikiölçülü elektron qazının güclü elektrik
sahəsində elektrik keçiriciliyi, 𝐸 0 – qızdırıcı elektik sahəsinin
intensivliyidir.
Kvant çuxurlarında termoehq-nin öyrənilməsinə aid
eksperimentlərin əksəriyyətində [1-2] nəticələrin analizi göstərir
ki, elektronların orta enerjisi 𝜀 < ℏ𝜔0 şərtini ödəyir, yəni
elektronlar yalnız birinci (𝑁 = 0) kvant səviyyəsində yerləşir,
onda hal sıxlığı sabit olur: 𝑔 𝜀 =𝑚/𝜋ℏ2. Bu halda elektronların
kimyəvi potensialı üçün alırıq [14]:
𝜁 𝑇𝑒 = 𝑘0𝑇𝑒 𝑙𝑛 𝑒𝑥𝑝 𝜋ℏ2𝑛
𝑚𝑘0𝑇𝑒 − 1 +
ℏ𝜔02
. (5)
Burada 𝑘0 -Bolsman sabiti, ℏ -Plank sabiti, 𝑛- kvant çuxurunda
elektronların səth sıxlığıdır.
Biz fononların elektrik sahəsində qızmadığı hala baxırıq; onda
uzundalğalı fononların 𝑁 𝑞 , 𝑟 paylanma funksiyasının izotrop
hissəsi
𝑁0 𝑇, 𝑞 = 𝑒𝑥𝑝 ħ𝜔𝑞𝑘0𝑇
− 1
−1
,
-
GÜCLÜ ELEKTRİK SAHƏSİNDƏ KVANT ÇUXURUNDA TERMOELEKTRİK HƏRƏKƏT
QÜVVƏSİ
15
bütövlükdə paylanma funksiyası isə
𝑁 𝑞 , 𝑟 = 𝑁0 𝑇, 𝑞 + 𝑁 1 𝑞, 𝑟 𝑞
𝑞, 𝑁 1 ≪ 𝑁0 (7)
şəklində yazıla bilər. Burada 𝜔𝑞 = 𝑠𝑞 -akustik fononun tezliyi,
𝑠 - səsin kristalda sürəti, 𝑞 𝑞𝑥 , 𝑞𝑦 , 𝑞𝑧 isə fononun dalğa
vektorudur.
Elektron qazı təbəqəsi boyunca 𝛻𝑦𝑇 temeratur qradiyenti
yaradılanda əmələ gələn termoehq üçün alırıq [15]:
𝛼 =𝛽𝑦𝑦 𝑇𝑒
𝜍𝑦𝑦 𝑇𝑒 . (8)
𝛽𝑦𝑦 𝑇𝑒 əmsalı (və deməli α) iki hissədən - elektron və fonon
hissədən ibarətdir: 𝛽𝑦𝑦 𝑇𝑒 = 𝛽𝑦𝑦𝑒 𝑇𝑒 + 𝛽𝑦𝑦
𝑝 𝑇𝑒 . Qızdırıcı elektrik sahəsinin intensivliyi 𝐸 0 və qəfəsin
temperatur qradiyenti 𝛻𝑦𝑇 , uyğun olaraq, kvantlanmanın olmadığı 𝑧
və 𝑦 oxu istiqamətlərində yaradıldığına görə, 𝜍𝑦𝑦 𝑇𝑒 və 𝛽𝑦𝑦 𝑇𝑒
əmsallarını hesablayarkən Bolsmanın kinetik tənliyindən istifadə
edə bilərik.
ТЕRМОЕLЕКТRİК HƏRƏKƏT QÜVVƏSİNİN ÜMUMİ İFADƏSİ
Maqnit sahəsi olmayan halda kinetik tənlikdən
paylanma funksiyasının qeyri-tarazlıq əlavəsi 𝑓1 𝑘 , 𝑟 üçün
alırıq [15]:
𝑓1 𝑘 , 𝑟 = −𝜕𝑓0𝜕𝜀
𝜏𝑒 𝜀 𝑣 𝑘 𝛷 𝜀 𝑣 (𝑘 )𝛷 𝜀 (9)
Burada 𝜏𝑒(𝜀) -elektronların ümumi relaksasiya müddəti, 𝑣 𝑘 = ℏ𝑘
/𝑚 -elektronun sürəti,
𝛷 = −𝑒𝐸 −𝜀 − 𝜁 𝑇𝑒
𝑇𝑒𝛻𝑇𝑒 − 𝐴𝑝𝑘0𝛻𝑇 (10)
ümumiləşmiş həyəcanlaşdırıcı qüvvə, 𝐸 = 𝐸 0 + 𝐸 𝑡 ,
𝐸 𝑡 - elektron və fonon temperaturlarının qradiyenti nəticəsində
yaranan termoelektrik sahə, 𝐸 0 – qızdırıcı elektik sahəsidir. (10)
tənliyində sonuncu həd elektronların fononlar tərəfindən sövqü
nəticəsində yaranır, fononların qızmadığı hala baxdığımız üçün bu
həd qəfəsin temperatur qradiyenti 𝛻𝑇 ilə mütənasibdir. Onda
elektrik keçiriciliyi (𝜍𝑦𝑦 ), termoehq-nin diffuziya (𝛽𝑦𝑦𝑒 ) və
fonon (𝛽𝑦𝑦
𝑝 ) hissələrini müəyyən edən əmsallar üçün alırıq:
𝜍𝑦𝑦 =𝑒2
𝐿𝑦𝐿𝑧 𝜏𝑒 𝜀 𝛾 −
𝜕𝑓 𝜀
𝜕𝜀
ℏ𝑘𝑦
𝑚
2
, (11)
𝛽𝑦𝑦𝑒 = −
𝑒
𝐿𝑦𝐿𝑧 𝜏𝑒 𝜀 𝛾 −
𝜕𝑓 𝜀
𝜕𝜀
ℏ𝑘𝑦
𝑚
2 𝜀−𝜁 𝑇𝑒
𝑇𝑒 (12)
𝛽𝑦𝑦𝑝
= −𝑒𝑘0
𝐿𝑦𝐿𝑧 𝜏𝑒 𝜀 𝛾 −
𝜕𝑓 𝜀
𝜕𝜀
ℏ𝑘𝑦
𝑚
2
𝐴𝑝 . (13)
Burada
𝐴𝑝 = −𝑚𝑠2
𝑘0 2
𝑞
𝑤𝑝𝑎 𝑞 + 𝑤𝑑𝑎 𝑞 𝑒𝑥𝑝 −𝑅2𝑞𝑥
2
2 𝜏𝑝 𝑞
𝑞𝑦
𝑘𝑦
𝑑𝑁𝑞0
𝑑𝑇𝛿 𝜀𝑘 +𝑞 − 𝜀𝑘 , (14)
𝑅 = ℏ 𝑚𝜔0
1 2 - “ossilyator uzunluğu”, 𝛾 = 𝑁,𝑘𝑦 , 𝑘𝑧 -elektronun halını
xarakterizə edən kvant ədədləri yığımı, 𝜏𝑝 𝑞 isə fononların ümumi
relaksasiya müddətidir. (14) ifadəsində elektronların həm akustik
(𝑑𝑎), həm də pyezoakustik (𝑝𝑎) fononlar tərəfindən sövqü əksini
tapmışdır:
𝑤𝑑𝑎 =𝜋𝐸1
2𝑞2
𝜀2 𝑞2 𝜌𝜔𝑞, 𝑤𝑝𝑎 =
𝜋𝑒2𝛽2
𝜀2 𝑞2 𝜌𝜔𝑞; (15)
ρ –kristalın sıxlığı, 𝜀 𝑞2 –elektron qazının dielektrik
funksiyası, 𝑞2 𝑞𝑦 , 𝑞𝑧 – fononun dalğa vektorunun kvant çuxuru
təbəqəsi üzrə toplananları, 𝐸1 -deformasiya potensialı, 𝛽 =
0.8𝑒14/𝜒, 𝑒14 -pyezoelektrik sabit, 𝜒 -statik dielektrik
nüfuzluğudur.
Müxtəlif səpilmə mexanizmləri üçün fononların relaksasiya
müddətini
𝜏𝑝 𝑞 = 𝜏𝑝 ,𝑙𝑞0𝑙 (16)
şəklində yazmaq olar [15]. Kvant limit halında (𝑁 = 0)
termoehq-nin fonon
hissəsini müəyyən edən 𝐴𝑝 əmsalı üçün fononların müxtəlif
səpilmə mexanizmlərinə uyğun olaraq, (14)-dən alırıq:
𝐴𝑝 𝑦 = 𝑒𝛽 2𝑠2𝑚2
𝜋2𝜌ℏ(𝑘0𝑇)2𝑅
𝜏𝑝 ,𝑙 𝐹𝑙 𝑦𝑥
𝜀2 𝑦𝑥
1
0
𝑥2
1 − 𝑥2𝑑𝑥.(17)
Burada
𝜀 𝑦𝑥 = 1 +𝑚𝑒2𝑅𝑒2𝑦
2𝑥2𝑒𝑟𝑓𝑐 2𝑦𝑥
𝜋ℏ2𝜒𝑦𝑥 (18)
-elektron qazınıın dielektrik funksiyası, 𝐹𝑙 𝑦𝑥 - elektron və
fononların səpilmə mexanizmindən asılı olan funksiyadır:
𝐹𝑙 𝑦𝑥 = 𝑞0𝑙 𝑆𝑖𝑛
ℏ𝑠𝑞0
2𝑘0𝑇 −2∞
−∞ 1 + 𝐸1𝑞0
𝑒𝛽𝑅
2
𝑒−𝑡2
2 𝑑𝑡 (19)
-
М.М.BАBАYEV
16
𝑥 =
𝑞2
2𝑘; 𝑡 = 𝑅𝑞𝑥 , ; 𝑦 = 𝑅𝑘;
𝑞0 = 𝑅𝑞 = 4𝑦2𝑥2 + 𝑡2
1
2
(20)
GÜCLÜ CIRLAŞMIŞ ELEKTRON QAZINDAЕRМОЕLЕКТRİК HƏRƏKƏT QÜVVƏSİ
Güclü cırlaşmış elektron qazı üçün (η = (𝜁 −
ℏ𝜔0)/𝑘0𝑇𝑒 >> 1) kinetik əmsalların ifadəsi xeyli
sadələşir. Bu halda:
η =ℏ2𝑘𝐹
2
2𝑚𝑘0𝑇𝑒, 𝑘𝐹 = 2𝜋𝑛. (21)
Onda kinetik əmsallar üçün alırıq:
𝜍𝑦𝑦 =
𝑒2𝑘𝐹2𝜏𝐹
2𝜋𝑚, 𝛽𝑦𝑦
𝑒 = −𝑘0
𝑒
𝜋2
3
𝜕𝜍𝑦𝑦
𝜕𝜂,
𝛽𝑦𝑦𝑝−
𝑘0
𝑒𝜍𝑦𝑦𝐴𝑝 𝑦𝐹
(22)
Burada 𝑦𝐹 = 𝑅𝑘𝐹 işarə edilib, 𝑘𝐹 və 𝜏𝐹 isə
elektronların Fermi səviyyəsinə uyğun dalğa ədədi və relaksasiya
müddətidir. Kvant çuxurlarında termoelektrik hərəkət qüvvəsinə aid
ekspeimentlərdə [1-2] nəticələrin analizi göstərir ki,
elektronların impulsunun əsas səpilmə mexanizmi aşqar ionlardan,
fononların əsas səpilmə mexanizmi isə nümunənin sərhədindən
səpilmədir [8]:
1
𝜏𝐹= 𝜈 𝜂 =
2𝜋𝑛𝑖𝑍2𝑒4
ℏ𝜒2𝑘0𝑇𝜂
𝑒𝑥𝑝 2𝑦𝐹2𝑥2 𝐸𝑟𝑓𝑐 𝑦𝐹𝑥
2
𝜀2 𝑦𝐹𝑥 1−𝑥2
1
0𝑑𝑥, (23)
𝜏𝑝 ,𝑙 =
𝐿
𝑠, 𝑙 = 0 (24)
burada 𝜈 𝜂 –elektronların səpilmə tezliyi, L - sərhəddən
səpilmədə fononların sərbəst qaçış yolunun orta uzunluğudur.
Elektronların enerjisinin səpilməsində və fononlar tərəfindən
sövqündə isə akustik fononların deformasiya və pyezoelektrik
potensialları eyni tərtibli rol oynayır. Onda termoehq-nin elektron
və fonon hissələri üçün alırıq:
𝛼𝑒 = −𝑘0𝑒
𝜋2
3
1
𝜂0 1 −
𝜂0𝜈 𝜂0
𝜕𝜈 𝜂0
𝜕𝜂0 𝑇𝑒𝑇
𝜕𝑇𝑒𝜕𝑇
, (25)
𝛼𝑝 = −𝑘0𝑒
𝑒𝛽 2𝑠𝑚2𝐿
𝜋2𝜌ℏ(𝑘0𝑇)2𝑅
𝐹0 𝑦𝐹𝑥
𝜀2 𝑦𝐹𝑥
1
0
𝑥2
1 − 𝑥2𝑑𝑥
(26)
Burada
𝛼𝑒0 = −𝑘0𝑒
𝜋2
3
1
𝜂0 1 −
𝜂0𝜈 𝜂0
𝜕𝜈 𝜂0
𝜕𝜂0 (27)
termoehq-nin elektron hissəsinin elektrik sahəsi olmayan haldakı
qiymətidir, 𝜂0 = 𝜁 𝑘0𝑇 = ℏ2𝑘𝐹2 2𝑚𝑘0𝑇 ; 𝐹0 𝑦𝐹𝑥 funksiyası (19)
ifadəsində 𝑙 = 0, 𝑞0 = 4𝑦𝐹
2𝑥2 + 𝑡2 1
2 yazmaqla alınır. (25) və (26) ifadələrindən göründüyü kimi,
termoehq-nin elektron hissəsi elektronların qızma dərəcəsindən
(qızdırıcı elektrik sahəsindən) kəskin asılıdır, fonon hissə isə
(fononlar qızmayıbsa) elektrik sahəsindən asılı deyil. NƏTİCƏLƏRİN
MÜZAKİRƏISİ
Termoehq üçün ədədi hesablamalar 𝐺𝑎𝐴𝑠/
𝐴𝑙𝑥𝐺𝑎1−𝑥𝐴𝑠 parabolik kvant çuxurunda aparılmışdır. Fiziki
parametrlərin (elmi ədəbiyyatda məlum olan) aşağıdakı
qiymətlərindən istifadə edilmişdir: 𝑚 =0.067𝑚0 (𝑚0-sərbəst
elektronun kütləsidir), 𝜌 = 5.3 × 103𝑘𝑞/𝑚3, 𝑠 = 5.14 × 103𝑚/𝑠𝑎𝑛, 𝐸1
=7.4 𝑒𝑉, 𝑒14 = 1.44 × 109 𝑉/𝑚 [16], kvant çuxurunun parametri 𝜔0 =
7 × 1013 𝑠𝑎𝑛−1 götürülmüşdür. Eksperimentə [1-2] uyğun olaraq biz
elektronların səth sıxlığını 𝑛 = 1.78 × 1015𝑚−2, yürüklüyünü isə
26𝑚2/𝑉𝑠𝑎𝑛 götürmüşük. Yürüklüyün yuxarıda verilən qiymətində
ionların səth sıxlığı üçün 𝑛𝑖 = 2.6 × 1013𝑚−2 alınır. Elektrik
sahəsi olmayan halda termoehq-nin fonon hissəsinin qiyməti elektron
hissəyə nisbətən xeyli böyükdür [8]. Güclü cırlaşma şərtinin
ödəndiyi temperatur oblastında elektron hissə elektrik sahəsinin
artması ilə xeyli artır, fonon hissə isə elektrik sahəsindən asılı
olmur.
Güclü elektrik sahəsində termoehq-ni hesablamaq üçün əvvəlcə
elektron temperaturunu və onun qəfəs temperaturuna görə törəməsini
hesablamaq lazımdır. Qəfəs temperaturunun sabit qiymətində elektron
temperaturunun elektrik sahəsinin intensivliyindən asılılığı [17]
işində öyrənilmişdir. Həmin qayda ilə elektron temperaturunun
qəfəsin temperaturundan sılılığını və onun qradiyentini hesablamaq
olar.
Ədədi hesablamanın nəticələri Şəkil 1-də verilmişdir.
Qrafiklərdən göründüyü kimi, T-nin kiçik qiymətlərində
(intensivliyin bu qrafiklərin qurulmasında götürülən sabit
qiymətləri üçün 𝑇𝑒 ≫ 𝑇 şərti ödənilir) elektron temperaturu T- dən
zəif asılıdır, 𝑇 > 5𝐾 temperaturlarında isə elektron
temperaturunun T - dən asılılığı xətti asılılığa yaxındır.
Elektrik sahəsi termoehq-nin elektron hissəsini xeyli artırır.
Şəkil 2a-dan göründüyü kimi, 2𝐾 < 𝑇 < 10𝐾 temperatur
intervalında termoehq-nin elektron hissəsi sahə olmayan halla
müqayisədə 2-4 dəfə artır. Lakin aşağı temperaturlarda fonon hissə
daha mühüm rol oynadığı və bu hissə elektrik sahəsindən asılı
olmadığı üçün ümumi termoehq-nin elektrik sahəsindən asılılığı
zəifdir. Şəkil 2b və Şəkil 3b qrafiklərindən göründüyü kimi,
elektrik sahəsi intensivliyinin 𝐸~1𝑉/𝑠𝑚 qiymətlərində ümumi
termoehq sahə olmayan halla müqayisədə 30-40% artır.
Şəkil 3-də termoehq-nin elektron hissəsinin (a) və ümumi
termoehq-nin (b) elektrik sahəsi intensivliyindən asılılıq
qrafikləri verilmişdir. Sahənin nisbətən böyük qiymətlərində
elektron hissənin itensivlikdən asılılığı kvadratik asılılığa
yaxındır.
-
GÜCLÜ ELEKTRİK SAHƏSİNDƏ KVANT ÇUXURUNDA TERMOELEKTRİK HƏRƏKƏT
QÜVVƏSİ
17
Şəkil 1. Elektrik sahəsi intensivliyinin sabit qiymətlərində
(1-E=0.6V/sm; 2-E=0.8V/sm; 3-E=1V/sm; 4-E=1.2V/sm) elektron
temperaturunun (a) və onun törəməsinin (b) qəfəs temperaturundan
asılılıq qrafikləri.
Şəkil 2. Elektrik sahəsi intensivliyinin sabit qiymətlərində
termoehq-nin elektron hissəsinin (a) və ümumi termoehq-nin (b)
qəfəs
temperaturundan asılılığı.
Şəkil 3. Qəfəs temperaturunun sabit qiymətində (T=3,4,5K)
termoehq-nin elektron hissəsinin (a) və ümumi termoehq-nin (b)
elektrik
sahəsi intensivliyindən asılılığı.
-
М.М.BАBАYEV
18
____________________________
[1]. R.Fletcher, J.C.Maan and G.Weimann, Experimental results on
the high-field thermopower of a two-dimensional electron gas in a
GaAs- Ga1-x Alx As heterojunction, Phys.Rev.B, 32 (1985)
8477-8479.
[2]. R.Fletcher, J.J.Harris, C.T.Foxon, M.Tsaousidou,
P.N.Butcher, Thermoelectric properties of a very-low-mobility
two-dimensional electron gas, Phys.Rev.B, 50 (1994)
14991-14998.
[3]. S.K.Lyo, Low-temperature phonon-drag thermoelectric power
in heterojunctions, Phys.Rev.B, 38 (1988) 6345-6347.
[4]. S.S.Kubakaddi, B.G.Mulimani, V.M.Jali, Thermopower in
quasi-two-dimensional semiconductor quantum well structures,
Phys.Stat.Sol.(b),137, (1986) 683-689.
[5]. S.S. Kubakaddi and P.N.Butcher, A calculation of the
phonon-drag thermopower of a 1D electron gas, J.Phys.: Condens.
Matter, 1 (1989) 3939-3946.
[6]. M.W.Wu, N.J.M.Horing, H.L.Cui, Phonon-drag effects on
thermoelectric power, Phys.Rev.B, 54 (1996) 5438-5443.
[7]. F.M.Hashimzade, М.М.Babayev, Kh.A.Hasanov, Negative
longitudinal magneto-thermoelectric power in a semiconductor
parabolic quantum well, Japan. J. Appl. Phys., 47 (2008)
8200-8203.
[8]. F.M.Hashimzade, М.М.Babayev, B.H.Mehdiyev, Kh.A.Hasanov,
Magnetothermoelectric effects of 2D electron gas in quantum well
with parabolic confinement potential in-plane magnetic field,
Journal of Physics: Conference Series, 245 (2010)
012015-012018.
[9]. Tutul Biswas and Tarun Kanti Ghosh, Phonon-drag thermopower
and hot-electron energy-loss rate in a Rashba spin-orbit coupled
two-dimensional electron system ,arXiv:1212.1303vl (2012).
[10]. Э.Конуэлл, Кинетические свойства полупроводников в сильных
электрических полях, Москва, Мир (1970), 338.
[11]. В.Денис, Ю.Пожела, Горячие электроны, Вильнюс, Минтис,
(1971).
[12]. Ф.Г.Басс, Ю.Г.Гуревич, Горячие электроны и сильные
электромагнитные волны в плазме полупроводников и газового разряда,
Москва, Наука, (1975).
[13]. M.M.Babaev, T.M.Gassym, M.Tas and M.Tomak, Thermomagnetic
effects of nondegenerate Kane semiconductors under the conditions
of mutual electron–phonon drag in high electric and arbitrary
magnetic fields, J.Phys.: Condens. Matter, 17 (2005) 3255-3267.
[14]. F.M. Hashimzade, Kh. A.Hasanov,M.M. Babayev, Negative
magnetoresistance of an electron gas in a quantum well with
parabolic potential, Phys.Rev. B, 73 (2006) 235349 (1-8).
[15]. Б.M.Aскеров, Электронные явления переноса в
полупроводниках, Москва, Наука (1985) 318.
[16]. В.Ф.Гантмахер, И.Б.Левинсон, Рассеяние носителей тока в
металлах и полупроводниках, Москвa, Наука (1984), 350.
[17]. M.M.Babayev, Güclü elektrik sahəsində ikiölçülü elektron
qazının qızması, Azərbaycan MEA-nın Xəbərləri, Fizika-riyaziyyat və
texnika elmləri seriyası, Fizika və Astronomiya, XXXII (2012)
10-15.
-
FİZİKA __ 2013 _ vol. XIX №2, section: Az
19
(TlGaS2)1-x(lnSe2)x BƏRK MƏHLULLARIN FOTOELEKTRİK, DİELEKTRİK VƏ
OPTİK XASSƏLƏRİ
E.M. KƏRİMOVA, S.N. MUSTAFAYEVA, N.Z. HƏSƏNOV,
S.Q. CƏFƏROVA, Ə.B. MƏHƏRRƏMOV, L.N.ƏLİYEVA, K.M. SALMANOVA AMEA
H.M.Abdullayev adına Fizika İnstitutu
Bakı AZ-1143, H. Cavid pr., 33 E-mail: [email protected]
(TlGaS2)1-x(TllnSe2)x monokristallarının tərkinin (x-in)
müxtəlif qiymətlərində və geniş temperatur intervalında foto,
qaranlıq
və termostimullaşmış keçiriciliyin xarakteristikaları tədqiq
olunmuşdu. Təcrübi nəticələrə əsasən lokal səviyyələrin
parametrləri təyin olunmuşdur: lokal səviyyələrin dərinliyi Et =
0,3 eV, tutulmanın en kəsiyi 1,6·10-17 sm2 , tutulmanın əmsalı
1,5·10-10 sm3/s. (TlGaS2)1-x(TllnSe2)x bərk məhlulların dielektrik
xassələri dəyişən elektrik sahəsində öyrənilmişdi. Bu nümunələrdə
yükdaşıyıcıların köçürmə mexanizmi müəyyən edilmiş və göstərilmişdi
ki, o, Fermi səviyyəsi yaxınlığında yerləşən hallar üçün sıçrayışlı
xarakterə malikdir. (TlGaS2)1-x(TllnSe2)x monokristalları üçün
Fermi səviyyəsi yaxınlığında yerləşən lokallaşmış səviyyələrin
sıxlığı, orta vaxt və sıçrayışlar arası məsafə, lokallaşmış
səviyyələrdəki enerji dəyişməsi, həmçinin ac-keçiriciliyə cavabdeh
olan dərin səviyyələrin konsentrasiyası hesablamışdı.
(TlGaS2)1-x(TllnSe2)x tərkiblər üçün eksiton piklərinin 77–180 K-də
temperaturdan asılılığı tədqiq edilmiş və təyin olunmuşdur ki, bu
nümunələrdə qadağan olunmuş zolağın eni temperaturun artması ilə
mütənasib olaraq artır.
Açar sözlər: (TlGaS2)1-x(TllnSe2)x bərk məhlullar; fotocərəyan;
dielektrik nüfuzluğu; optik udulma spektri; eksiton. PACS:
71.20.Nr; 71.35.Cc; 72.15.Rn; 72.20.-i; 72.20.Ee; 72.30.+q;
72.40.+w
TlMX2 (M = In, Ga, X = S, Se, Te) yarımkeçirici birləşmələrin
monokristalları və onların əsasında alınmış bərk məhlullar [1-15]
optoelektronikada və mikroelektronikada ışlədilən perspektivli
materiallardır. Xüsusi halda (TlGaS2)1-x(TllnSe2)x monokristalları
artıq olaraq yekun İQ (infraqırmızı) oblastda kiçik inersiyalı
fotoqəbuledicilərin hazırlanmasında istifadə edilir. Bundan əlavə
bərk məhlulların tərkibini dəyişməklə öyrənilən yarımkeçirici
materialın fotoelektrik, dielektrik və optik xassələri, həmin
yarımkeçiricinin qadağan olunmuş zolağın daxilində yerləşən
səviyyələr, zona strukturu və rekombinasiya proseslərin mexanizmi
haqqında məlumat almağa imkan verir. Göstərilən monokristalların
foto və rentgen keçiriciliyinin öyrənilməsi nəticəsində müəyyən
edildi ki, bərk məhlulların həssaslığı x-in artması ilə artır və
onun maksimumu uzundalğalı oblasta doğru yerini dəyişir [1].
Təqdim olunan tərkibdən asılı olaraq iki qat əvəzləmə edilən
(TlGaS2)1-x(TllnSe2)x monokristallarında dərin mərkəzlərdə gedən
rekombinasiya proseslərin mexanizmini öyrənməkdən ötrü əsas
xarakteristika olan qaranlıq və foto, həmçinin termostimullaşmış
keçiricilik (ТSK), dielektrik və optik xassələr x-ın dəyişməsindən
asılı olaraq tədqiq edilmişdir. (TlGaS2)1-x(TllnSe2)x
monokristalları (haradaki x = 0–0,3) qrafitləşmiş kvars ampulalarda
modifikasiya olunmuş Bridjmen-Stokbarger metodu vasitəsilə
göyərdilmişdir. Alınan nümunələr yüksək müqavimətli və fotohəssas
olmuşdur (77 K-də qaranlıq müqaviməti ~107–108 Om·sm). Nümunəyə
kontaktlar metallik indiumun vurulması (əritmək yolu ilə)
vasitəsilə əldə edilmişdir ki, baxılan bütün hallarda omik kontakt
yaradılmışdır ki, bu da xarakterioqraf vasitəsilə yoxlanılmışdır.
Fotoelektrik ölçülər MDR-12 monoxromatoru vasitəsilə aparılmışdır.
ТSK T = 77-400 K intervalında ölçülmüşdür. İstiliyin verilmə sürəti
0,05 dər/s-dən 0,2 dər/s təşkil edirdi. Cərəyana görə ölçülən
qurğunun həssaslığı 10-11A-dən az olmamışdır. Qeyri-əsas
yükdaşıyıcıların yaradılması inteqral işıq vasitəsilə həyata
keçirilirdi, bu da xüsusi metallik filtirlərin qızdırılması
vasitəsi ilə aparılırdı.
(TlGaS2)1-x(TllnSe2)x monokristalların əsasında fotokeçiricilik
spektrləri tədqiq edilmişdir. Müəyyən edilmişdir ki, 300K-də
məxsusi və aşqarlı fotokeçiriciliyin spektri kifayət qədər geniş
zolaqlı olur. Monokristalın tərkibində 2 qat əvəzləmənin miqdarı
artdıqca fotokeçiriciliyin uzuundalğalı sərhədi aşağı enerjili
oblasta doğru yerini dəyişir. x-ın dəyişməsi ilə fotokeçiriciliyin
spektrinin maksimumunun dəyişməsi (TlGaS2)1-x(TllnSe2)x
monokristallarında qadağan olunmuş zonanın eninin dəyişməsi ilə
əlaqədardır və bu zaman aşqarlı fotokeçiriciliyin olması qadağan
olunmuş zonada həssas r-mərkəzlərinin olması ilə əlaqədardır.
Nisbətən aşağı temperaturlarda fotokeçiriciliyin spektrində məxsusi
maksimum üstünlük təşkil edir. Maksimum olunan oblastda
fotokeçiriciliyin termik aktivasiyası müşahidə edilir. Bu zaman
işığın intensivliyi artdıqca aktivləşmə dərəcəsi azalır,
fotokeçiriciliyin temperaturdan asılılıq ekstremumu yüksək
temperatur oblastına doğru yerini dəyişir. Öyrənilən nümunələrdə
300K-də və daha yüksək temperaturlarda fotocərəyanın termik sönməsi
müşahidə olunur, 2-ci komponentin miqdarı artdıqca maksimum daha
alçaq temperatur oblastına sürüşür. Nümunə üzərinə düşən işığın
intensivliyi , işıqlanma müddəti və qızma sürəti artdıqca ТSK-nin
amplitudı artır, onun maksimumu isə yüksək temperatur oblastına
doğru yerini dəyişir (şəkil 1).
Byub metodu ilə təyin edilən energetik yapışma səviyyələrinin
dərinliyi (TlGaS2)1-x(TllnSe2)x monokristallarında tərkibdən asılı
olaraq 0,27-0,30 eV təşkil edir. Fotocərəyanın temperatur asılılığı
onu göstərir ki, bu hadisə keçirici zona ilə α mərkəzləri arasında
rekombinasiya və termik mübadilə ilə əlaqədardır. Bu isə onunla
müşahidə olunur ki, qızma nəticəsində tutulan sərbəst
yükdaşıyıcıların azalmasına və nəticədə tarazlıqda olmayan
konsentrasiyanın artmasına səbəb olur. α və r-mərkəzləri arasında
optik yük boşalmalar alçaq temperaturlarda (T=80÷140K) fotohəssas
mərkəzlərin boşalmasına, onlardan kəskin olaraq rekombinasiya
etmələrinin effektivliyin azalmasına səbəb olur. Nəticədə deşiklər
başqa kanalla (S) rekombinasiya edir, aşkar fotoeffekt itir və
məxsusi fotokeçiricilik artır. T ≥ 300K-
-
E.M.KƏRİMOVA, S.N.MUSTAFAYEVA, N.Z.HƏSƏNOV, S.Q.CƏFƏROVA,
Ə.B.MƏHƏRRƏMOV, L.N.ƏLİYEVA, K.M.SALMANOVA
20
də fotocərəyanın azalması r-mərkəzlərdən keçən rekombinasiya
selinin azalması ilə izah oluna bilər. Məxsusi fotocərəyanın optik
sönməsi (FOS) (TlGaS2)1-x(TllnSe2)x monokristalında maksimumu
1,1–1,2 mkm olan zolaqdan ibarətdir (şəkil 2).
Şək. 1. (ТlGaS2)0.9(ТlInSe2)0.1 monokristalın ТSK - spektrı;
Тişıq = 80K, qızdırılma sürəti β: 1 - 0,05; 2 - 0,15 dər/s.
Şək. 2. (ТlGaS2)1-x(TlInSe2)x monokristalların
fotocərəyanının
sönmə spektrləri. Т = 300К, x = 0,1 (1); x = 0,01 (2).
Temperaturun azalması zamanı zolaqın böyük
enerjilər tərəfə sürüşməsi müşahidə olunur. Sönmənin artması τ1
və τ2 xarakteristik zamanlarla müşahidə olunan 2 eksponentlə
xarakterizə olunur. FOS əsas xüsusiyyəti, r-mərkəzlərin mürəkkəb
energetik strukturundan əsasən asılıdır. Fotocərəyanın bərpa əyrisi
elektronu aşkar işığın rekombinasiya mərkəzindən valent zonaya
keçmə müddətindən asılıdır.
ТSK-nin analizi yapışma səviyyələrinin mürəkkəb spektrlərini
asan üsullarla tədqiq etməyə imkan verir. Həmçinin böyük dəqiqliklə
tələlərin konsentrasiyasını və onların en kəsiklərini təyin etməyə
imkan olar. Məlumdur ki, ТSK-əyrilərin analizi zamanı rekombinasiya
mexanizmini və yapışma səviyyələrinin tipini nəzərə
almaq lazımdır. Rekombinasiya mexanizminin kriteriyası olaraq
δ-ın qiymətini bilmək lazımdır. Bu isə
121 / TTTTm düsturundan istifadə etməklə təyin edilir. Burada T1
və T2 ТSK-in maksimumunun yarısına uyğun gəlir, Tm-isə o
temperaturdur ki, ТSK bu temperaturda maksimuma çatır. Məlumdur ki,
başlanğıc hissədə ТSK-in qiyməti kTEI t /exp~ ilə təyin olunur. Bu
zaman nəzəriyyəyə əsasən ТSK vahid maksimumundan hər 2 tərəfdə
sıfıra qədər azalmalıdır, lakin bu şərt təcrübədə müşahidə olunmur.
Əgər fərz etsək ki, ТSK-yə elə düzəliş etsək ki, cərəyan
ayrılmasını baxılan səviyyə ilə əlaqələndirmək olsun onda həqiqətən
başlanğıc əyrini təyin etmək olar. lnI ~1/T əyrisindən yapışma
səviyyələrinin aktivasiya enerjisini təyin edirlər. Bundan asılı
olmayaraq sürətli yapışma səviyyələri üçün δ ˃ k0 harada ki, tm
EkTk /21exp0 şərti ödənilir.
Şək. 3. (ТlGaS2)1-x(TlInSe2)x monokristallarının eksiton
pikinin
enerji vəziyyətinin temperaturdan asılılığı: x = 0 (1); x =
0.02(2); x = 0.1(3); x = 0.2(4); x = 0.3(5).
Yapışma səviyyələrinin tipini bilməklə Et
səviyyəsinin hansı dərinlikdə yerləşməsini tutmanın en kəsiyini,
Nt-tələlərin konsentrasiyasını və lokal səviyyələrin başqa
parametrlərini tapmaq olar. Enmə (yatma) dərinliyini TTkTE mmt
/
2 düsturu ilə təyin edilir və 0,3 eV təşkil edir. Tutmanın en
kəsiyi isə
mmtr nkTES2/ formulası ilə tapılır, burada β-
qızdırmanın sürəti, υ-istilik sürəti. Sr-in qiyməti 1,6·10-17
sm2 təşkil edir. Rekombinasiya səviyyələrinin tutma əmsalı isə
mtcmtr kTENkTEC /exp2/ 2 düsturu ilə təyin edilir və 1,5·10-10
sm3/s olur.
Öyrənilən tezlik intervalında f = 50 kHs – 35 MHs
Tl(CaS2)1-x(InSe2)x monokristalları üçün dielektrik nüfuzluğunun
əmsalının () qiyməti x=0,1 qiymətində 9,5-dən 12,7-ə qədər dəyişir,
x=0,2 olduqda 9,8-dən 11,6 qiymətinə kimi dəyişir. TlGaS2
monokristalından fərqli olaraq (TlGaS2)1-x(InSe2)x monokristalları
üçün dielektrik
-
(TlGaS2)1-x(lnSe2)x BƏRK MƏHLULLARIN FOTOELEKTRİK, DİELEKTRİK VƏ
OPTİK XASSƏLƏRİ
21
itkisinin tangens bucağı (tgδ) maksimumlarla müşahidə olunur ki,
bu da relaksasiya itgilərinin olduğunu göstərir. AC keçiriciliyi
öyrənilən nümunələr üçün f0,8qanunauyğunluğu x=0,1 qiymətində f
=5·104-2·106 Hs və x = 0,2 olduqda f = 5·104-6·106 Hs olur. Daha
yüksək tezliklər üçün ac(f) asılılığı bu kristallar üçün superxətli
(f1,4) olur. ac~ f0,8 qanunauyğunluğu göstərir ki,
Tl(CaS2)1-x(InSe2)x monokristalları üçün yükdaşıyıcıların köçürmə
mexanizmi Fermi səviyyəsi yaxınlığında
yerləşən hallar üçün sıçrayışlı xarakterə malikdir. Tl(CaS2)1-x
(InSe2)x monokristalları üçün Fermi səviyyəsi yaxınlığında yerləşən
lokallaşmış səviyyələrin sıxlığı (NF), orta vaxt və sıçrayışlar
arası məsafə (τ,R), lokallaşmış səviyyələrdəki enerji dəyişməsi
(E), həmçinin ac-keçiriciliyinə cavabdeh olan dərin səviyyələrin
konsentrasiyası hesablanmışdır. Göstərilən parametrlər aşağıdakı
cədvəldə verilib.
Tərkib NF, eV-1sm-3 τ, s R, Å E, eV Nt, sm-3
(TlGaS2)0,9( TllnSe2)0,1 6,8·1018 9,8·10-7 98 0,075 5,1·1017
(TlGaS2)0,8( TlInSe2)0,2 7,7·1018 3,3·10-7 90 0,085 6,5·1017
(TlGaS2)1-x(TllnSe2)x harada ki, x=0÷0,3 bərk məhlulların optik
udulmasını öyrənməkdən ötrü nümunələr monokristaldan düzbucaq
formalı şəkildə hazırlanmışdır. Bunların qalınlığı 20 mkm-dən 50
mkm-ə dəyişirdi. Qeyd etmək lazımdır ki, göstərilən tərkibli
monokristallar təbəqəli quruluşa malik olduğundan keyfiyyətcə
bircinsli nümunələr əldə etmək mümkün olmuşdur. İşıq nümunələr
üzərinə kristalloqrafik oxa paralel istiqamətdə yəni
C-istiqamətində( nümunəyə perpendikulyar) yönəlmişdir.
Optik buraxma spektri КSVU-6М cihazı vasitəsilə 77–380K
intervalında ölçülmüşdür (temperaturun dəqiqliyi ±0,5 K təşkil
edirdi). Monoxromator olaraq МDR-6 cihazından istifadə edilmişdir.
Şüalanmanın qəbulu FEU-100 vasitəsi ilə aparılmışdır. Cihazın ayırd
etmə qabiliyyəti 2 Å təşkil edirdi. Məlumdur ki, TlGaS2 kristalının
udulma sərhədi düz eksiton xətti ilə formalaşır ki, bu da 180–200K
intervalında müşahidə olurdu. Bundan əlavə başqa
yarımkeçiricilərdən fərqli olaraq
TlGaS2 qadağan olunmuş zolağın eni temperatur artdıqca artır.
Belə bərk məhlulların optik xassələri haqqında ilk məlumatlar x-in
kiçik qiymətlərində biz tərəfdən vermişdir [5].
Eksperimentlər göstərir ki, TlGaS2 monokristallarında 2 qat
əvəzləmə aparılmasına baxmayaraq (TlGaS2)1-x (TllnSe2)x bərk
məhlullarında x = 0,005–0,3 qiymətlərində udulma sərhədi nəzərə
çarpacaq dərəcədə fərqlənmir. Bütün öyrənilən tərkiblərdə eksiton
sərhəd udulma zolağı müşahidə olunur ki, bu da düz eksitonun
yaranması ilə əlaqədardır.
Biz tərəfdən eksiton pikinin bütün tərkiblərdə temperaturun
77–180K intervalında asılılığı öyrənilmişdir. Bu asılılıqlar
şəkil-3-də verilmişdir. Şəkildən aydın olur ki, bütün tərkiblər
üçün eksiton zolağının maksimumunun temperatur əmsalının müsbət
qiyməti saxlanılır. Başqa sözlə bütün birləşmələrin qadağan olunmuş
zolağın eni temperatur artdıqca artır.
_______________________________
[1]. Э.М.Керимова, С.Н.Мустафаева, Р.Н.Керимов,
Г.А. Гаджиева Неорган. материалы, 1999. T.35. №11. C.1313 –
1314.
[2]. S.N.Mustafaeva, E.M.Kerimova, M.M.Asadov, R.N.Kerimov
Fizika. 2003. V. 9. № 3,4. P. 62 – 64.
[3]. S.N.Mustafaeva, E.M.Kerimova, P.G.İsmailova, M.M.Asadov
Fizika. 2004. № 4. P. 108 – 115.
[4]. E.M.Kerimova, S.N.Mustafaeva, Yu.G.Asadov, R.N.Kerimov
Crystallography Reports. 2005. V. 50. Suppl.1. P. S. 122 – 123.
[5]. Э.М.Керимова, Н.З.Гасанов, Д.И.Исмаилов, М.А.Алджанов,
С.Ф.Байрамов, А.И.Гасанов Fizika, 2007. T. XIII. № 4.
C.109–113.
[6]. С.Н.Мустафаева Журнал Радиоэлектроники. 2008 № 8. С.
1–8.
[7]. S.N.Mustafaeva,E.M.Kerimova, A.M.Ramazanzade Milli Aviasiya
Akademiyasının elmi əsərləri. 2009. No.2. S. 211–218.
[8]. S.N.Mustafaeva, Sh.G.Gasymov, E.M.Kerimova, M.M.Asadov.
Journal of Physics and Chemistry of Solids. 2011. V. 72. N 6. P.
657–660.
[9]. А.У.Шелег, В.Г.Гуртовой, С.Н.Мустафаева, Э.М.Керимова ФТТ.
2011. Т. 53. № 3. С. 443–445.
[10]. С.Н.Мустафаева,Ш.Г.Гасымов, Э.М.Керимова, М.М.Асадов ФТТ.
2012. Т. 54. № 1. С. 43–45.
[11]. А.У.Шелег, Е.М.Зуб, А.Я.Ячковский, С.Н.Мустафаева,
Э.М.Керимова Кристаллография. 2012. Т. 57. № 2 . С. 332–334.
[12]. А.У.Шелег, В.Г.Гуртовой, С.Н.Мустафаева, Э.М.Керимова,
В.В.Шевцова ФТТ. 2012. Т. 54. № 3. С. 567–570.
[13]. А.В.Короткий, А.У.Шелег, В.В.Шевцова, А.В.Мудрый,
С.Н.Мустафаева, Э.М.Керимова Журнал прикладной спектроскопии. 2012.
Т. 79. № 3. С. 418 – 423.
[14]. А.У.Шелег, В.Г.Гуртовой, В.В.Шевцова, С.Н.Мустафаева,
Э.М.Керимова ФТТ. 2012. Т. 54. № 9. С. 1754–1757.
[15]. С.Н.Мустафаева, М.М.Асадов, С.Б.Кязимов, Н.З.Гасанов
Неорган. Материалы. 2012. Т. 48. № 10. С. 1110–1113.
-
E.M.KƏRİMOVA, S.N.MUSTAFAYEVA, N.Z.HƏSƏNOV, S.Q.CƏFƏROVA,
Ə.B.MƏHƏRRƏMOV, L.N.ƏLİYEVA, K.M.SALMANOVA
22
Э.M. Керимова, С.Н. Мустафаева, Н.З. Гасанов, С.Г. Джафарова,
А.Б. Магеррамов, Л.Н.Алиева, K.M. Салманова
ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ, ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ И ОПТИЧЕСКИЕ СВ
