Физическая энциклопедия Том 4 - Порохов А.М.
Скачать (прямая ссылка):
А/
-А.
О . P
зоны проводимости н валентной зоны у бесщелевих полупроводников), однако отличие нх потенциала от потенциала замещённых нмн ионов приводит к изменению электронного спектра [ширины запрещённой зоны Sg (щели), эфф. массы носителей заряда т]. Нанб. исследованы каи бесщелевые П. п. (Hgjb3cMna-Te
рис. 2. Зависимость ширины запрещённой зоны Sg (в мэБ) у Hg1 _.tMnjrTe (вверху) и у бесщелевого полупроводника Hgi ^xMnxSe (внизу) от содержания Mn.
32
при г < 0,07 и Hg1^Mnx Se при х< 0,06), так и П. п. с узкой и широкой запрещёнными зонами (Hg1-JcMnicTe при х > 0,07, Cd1^MnjtTe, Zn1^MnrSe).
Зависимости Sg от T и х для тв. растворов полупроводников A11 Bvi хорошо описываются эмпнрич. ф-лами (рис. 2):
r^=_Q,305+0,55;Г+4,4:с(10-3эВ), Hgi_x Mn3c Tej 10-4(эВ/К),
[Sg——0,27-}-4,4х(эВ),
Hg1.* Mnx Se|J^2_=8.io-«(3B/K).
Возможность варьировать в широких пределах состав П. п. (изменять х) позволяет плавно перестраивать электронную структуру от бесщелевого инверсного спектра до обычного (S9 >0).
Энергетический снектр зонных носителей заряда. Специфич. свойства П. п. обусловлены обменным взаи- | модействнем зонных носителей заряда с электронами [ магн. ионов. Гамильтониан этого взаимодействия
¦^¦обм ~ (1)
і
где S, — спиновые операторы зонных носителей и j локалнзов, магн. моментов, J(г — R*) — интеграл об- [ менного взаимодействия зонных носителей с электро- [ нами магн. ионов (г — пространств, координата); сум- | мнрованне ведётся по всем узлам (Ri)1 занятым магн. | нонами. Т. к. зонные носители взаимодействуют с боль- ; шим числом локализов. маги, моментов, то можно I заменить его термодинамич. средним (Sj), а сум-мирование по Я* — суммированием по всем узлам, умножив сумму в {1) на долю узлов, занятых магн. ионами. При этом энергетнч. спектр носителей в П. п. вблнзи краёв разрешённых зон (Sc и Sv) можно получнть, добавнв к гамильтониану, записанному в Іер-приближении 0бм. В отсутствие магн. поля
(S{} — О, Жобм= ® и энергетич. спектр П. п. аналогичен спектру соответствующего обычного полупроводника. В магн. поле энергия обменного взаимодействия SqQh Tl 0, что приводит к перестройие энергетнч. спектра носителей заряда. В полупроводнниах с достаточно широкой запрещённой зоной энергетнч. интервалы между соседними Ландау уровнями (орбитальное квантование энергии носителей) удовлетворяют условию <? S0qm (G)c — eHlmc — циклотронная частота). Тогда можно пренебречь орбитальным Квантованием носителей, и обменное взаимодействие приводит лишь к аномально большому спиновому расщеплению зонных состояний. В узкощелевых и оесщелевых полу- ? проводниках (Йе»с> ^обм) перестройка спектра значительно сложнее. Возникают особенности квантования , Ландау в магн. поле. Напр., могут наступить вырож- • дение и даже инверсия спиновых подуровней, отно' 1 сящихся к разным уровням Ландау. Особенно сильно обменное взаимодействие сказывается на положенин I низшего электронного с) н высшего валентного (Sv) уровней, к-рые при увеличении H могут перекрыться. j К такому же эффекту приводит увеличение содержа-; ния Mn при фиксированных H и темп-ры Т. Так, бесще- [ левой полупроводник Hg1-XMnxTe при включении магн. t поля становится полуметаллом (происходят перекры- J тие зоны проводимости н валентной зоны), а при даль- ? нейшем увеличении H в нек-ром поле Hi он превра- | щается в обычный полупроводнии со щелью (рнс. 3).
Магнитные свойства П. п. существенно отличаются 1 от свойств магнитных полупроводников. Они зависят от концентрация магн. ионов (я) и темп-ры (Г). На фазовой диаграмме х — T есть 3 области: парамагнитная, т. н. область спинового стеила и антиферромаг-нитная (рис. 4). В парамагн. области, к-рая соответст-
к
Рис. S. Зависимость положения верхнего уровня валентной зоны нижнего уровня ЗОНЫ проводимости О] от магнитного
поля в бесщелевом полупроводнике Hg,_*Mn*Te.
вует. малым X или высоким Ti намагниченность / описывается т. и. ф-цией Бриллюэна В (у)-.
. Г1[ MH -1
Ico —s(.xB\--------- , (2)
0 L НТ+т„) J1 W
¦ л/ V 2So+l A1 ( 2?+! \ 1 у
*<»>=—cth ("V V-ZTctb IT-
Здесь s0, T0 — феномснологич. параметры, учитывающие ртличие I от намагниченности идеального парамагнетика, к-рое обусловлено взаимодействием (обычно адтиферромагнитиым) соседних магн. ионов или более сложных комплексов.
При низких темп-pax и значит, х в П. п. наблюдается переход в фазу спинового стекла . (напр., в Hg1^MnxTe при х >0,17; рис. 4). В бесщелевых П. п.
Рис. 4.. Фазовая (T—*)
диаграмма магнитного состояния Нкі-жМіУїТе; P — парамагнитная фаза, S — область спинового стекла.
0,3 х,%
область спинового стекла может, по-видимому, существовать и при малых х. что связано с косвенным обменным взаимодействием маги, ионов через электроны проводимости. Антиферромагн. фаза обнаружена лишь в Cd^xMH3cTe при х > 0,6.
Локализованные состояния. Как и обычные полупроводники, П. п. могут быть легированы как донорами, так и акцепторами. Энергии локализованных примесных состояний в П. п. определяются не только кулоновским взаимодействием с потенциалом поля примесного центра, но и обменным взаимодействием с локализованными магнитными моментами, расположенными внутри боровского радиуса примесного центра. Такое локализов. состояние наз. связанным магнитным поляроном. Вклад обменного взаимодействия в энергию локализов. состояния зависит от концентрации магн. ионов (х), темп-ры (T) и магн. поля (H). В узкощелевых и бесщелевых П. п. зависимость энергии ионизации мелких примесей от H связана также со спецификой квантования зонных состояний (см. выше). Т. о., в П. п. энергия ионизации прнмесей, а следовательно, и кинетич. явления значительно сильнее зависят от H и Т, чем в обычных полупроводниках.
