Содержание к диссертации
Введение
1. Халькогениды свинца: особенности структуры, магнитные и электро-транспортные свойства 14
1.1. Особенности структуры кристаллов халькогенидов свинца и их физические свойства 15
1.2. Зонные диаграммы халькогенидов свинца 24
1.3. Виды дефектов кристаллической решетки халькогенидов свинца и их влияние на электротранспортные свойства 31
1.4. Свойства глубоких примесных парамагнитных дефектов в халькогенидах свинца и их влияние на кристалл-матрицу:
данные исследований нерезонансными методами 38
1.5. Результаты изучения глубоких примесных парамагнитных дефектов в кристаллах халькогенидов свинца методом ЭПР 43
1.6. Заключение по главе 54
2. Приготовление образцов и техника эксперемента 56
2.1. Приготовление образцов 56
2.2. Техника эксперимента и методика измерений 61
3. Электронный парамагнитный резонанс полупроводников pbi xmnxte: новые экспериментальные факты 67
3.1. Кристаллы РЬТе как перспективные материалы современной электроники и наноэлектроники 67
3.2. Основные результаты экспериментального исследования кристаллов Pbi-xMnxTe методом ЭПР 70
3.3. Заключение по главе 86
4. Влияние примеси марганца на динамическую усоичивость решетки узкозонного полупроводника PBI xmnxs: данные изучения методом ЭПР 88
4.1. Введение 88
4.2. Угловые, концентрационные и температурные зависимости в спектрах ЭПР узкозонных полупроводников Pbi.xMnxS 89
4.3. Заключение по главе 102
5. ЭПР кристаллов Pbi xGdxTe с резко неоднородным распределением примесного гадолиния 104
5.1. Особенности легирования халькогенидов свинца редкоземельными -ионами 104
5.2 Концентрационные эффекты в спектрах ЭПР кристаллов Pbi.xGdxTe (0,002 х 0,02) 108
5.3. Феноменологическое описание спектров ЭПР кристаллов, содержащих парамагнитные центры с S= 7/2 (Gd ) 116
5.4. Обсуждение результатов экспериментов 130
5.5. Заключение по главе 134
Заключение 135
Список основных публикаций автора 138
Библиографический список
- Виды дефектов кристаллической решетки халькогенидов свинца и их влияние на электротранспортные свойства
- Техника эксперимента и методика измерений
- Основные результаты экспериментального исследования кристаллов Pbi-xMnxTe методом ЭПР
- Угловые, концентрационные и температурные зависимости в спектрах ЭПР узкозонных полупроводников Pbi.xMnxS
Виды дефектов кристаллической решетки халькогенидов свинца и их влияние на электротранспортные свойства
Высокая поляризуемость халькогенидов свинца объясняется также тем, что ионы серы, селена и теллура принадлежат к числу наиболее легко деформируемых [12]. Вследствие этого халькогениды свинца по поляризуемости оказываются значительно выше всех других соединений со структурой NaCl. Следовательно, ионная составляющая связи в них должна быть существенно ниже, чем в других соединениях со структурой NaCl.
Наличие металлической составляющей в связях между атомами проявляется в уменьшении ширины запрещенной зоны по сравнению с типичными веществами с ионно-ковалентной связью, что способствует стабилизации кубической структуры NaCl. Однако, стабилизирующее влияние этой составляющей недостаточно сильное, поэтому халькогениды свинца являются виртуальными сегнетоэлектриками [1,14-17], в которых наблюдаются явные признаки приближающегося фазового перехода. Тем не менее, вплоть до Т = О К эти материалы остаются в кубической фазе, хотя некоторые внешние воздействия и определенный сорт примесей могут явиться причиной фазового перехода или привести к динамической неустойчивости высокосимметричной кристаллической решетки.
Известно [18], что происходящие в сегнетоэлектриках фазовые переходы можно условно разделить на две большие группы. К первой группе можно отнести переходы типа смещения, при которых сегнетоэлектрическое состояние возникает вследствие потери устойчивости одним из нечетных оптических колебаний решетки с понижением температуры. К другой группе - переходы типа «порядок-беспорядок», в которых возникновение спонтанной поляризации связано с упорядочением дипольных моментов отдельных атомов или их групп. Изучение фононных спектров кристалла РЬТе методами неупругого рассеяния нейтронов [16, 19] и комбинационного рассеяния света [1, 20-22] обнаружило в них мягкую моду, представляющую собой поперечное оптическое колебание решетки в /"-точке зоны Бриллюэна. Оказалось, что частота такого колебания сильно зависит от температуры, что является признаком сегнетоэлектрического фазового перехода типа смещения.
Особенно сильное влияние на стабильность высокосимметричной конфигурации решетки могут иметь примеси с многоямным адиабатическим потенциалом, определенным в пространстве нецентросимметричных смещений [23]. Такие примеси обычно называют нецентральными. Впервые нецентральные примеси были обнаружены в щелочно-галоидных кристаллах в середине 60-х годов [24] (см. также книгу [25] и обзор [26]). Ярким примером нецентральных примесных ионов могут служить атомы Li в КС1, где образованные ими центры обладают электрическим диполь ным моментом. Возможные ориентации электрических диполей определяются симметрией узлов в решетке, занимаемых примесными ионами, а также их локальными свойствами. В одном и том же высокосимметричном кристалле возможны несколько энергетически эквивалентных смещений нецентральной примеси из узла решетки. Такие смещения соответствуют минимумам многоямного адиабатического потенциала.
В общем случае примесь не остается локализованной в одном минимуме; она может перескакивать между соседними минимумами вследствие тепловых возбуждений или благодаря возможности туннелирования сквозь потенциальный барьер. Таким образом, ориентация дипольных моментов примесного центра не остается замороженной; они могут переориентироваться во внешних и внутренних полях. Процессы переориентации часто проявляются в целом ряде физических свойств кристаллов [27] и, в частности, в спектрах оптического поглощения в далекой ИК-области спектра.
Исследования нецентральных примесей показали, что наряду с дипольным моментом они также обладают упругим моментом. Благодаря ему нецентральные примеси взаимодействуют с упругими деформациями решетки [25].
Способность дипольных моментов нецентральных примесей к переориентации может явиться причиной возникновения кооперативных явлений, вызванных диполь-дипольным взаимодействием нецентральных примесей. Такие эффекты выявили исследования щелочно-галоидных кристаллов, содержащих переориентирующиеся диполи [26, 28, 29]. Оказалось, что при охлаждении этих кристаллов до температуры Тс, при которой величина кТс становится близкой к средней энергии диполь-дипольного взаимодействия, их свойства сильно изменяются. Так, например, при Т Тс рост диэлектрической проницаемости As пропорционально 1/Т, а в случае Т ТС зависимость диэлектрической проницаемости от температуры почти исчезает, при этом сама диэлектрическая проницаемость становится сильно зависящей от частоты. При Т Тс в кристаллах с переориентирующими дипольными моментами появляются необычные петли диэлектрического гистерезиса.
Возможность появления сегнетоэлектрического перехода в кристаллах с нецентральными примесями была рассмотрена в работе [30], где было показано, что в кристаллах с высокой поляризуемостью кроме прямого диполь-дипольного взаимодействия (4) надо учитывать еще и косвенное взаимодействие диполей. Такое взаимодействие возникает потому, что каждый из диполей поляризует решетку вокруг себя, а соседние диполи взаимодействуют уже с этой наведенной поляризацией. Появление заметного косвенного диполь-дипольного взаимодействия возможно только в кристаллах с достаточно «мягкой» решеткой. Степень этой «мягкости», как показано в [30], характеризуется радиусом корреляции Rc = v/coo, определяемым коэффициентами v и х о, входящими в закон дисперсии ТО-фононов (coo(q) = coo + v q ). Для халькогенидов свинца, из-за специфики химической связи между атомами, характерны малые значения а о , а следовательно, и большие Rc (порядка 10 А). И если в этих кристаллах появятся нецентральные примеси с электрическими дипольными моментами, то с повышением их концентрации среднее расстояние между диполями будет уменьшаться, вследствие чего среднее значение локального поля будет превышать его флуктуации. В таком случае во всем кристалле возможно установление дальнего порядка.
Техника эксперимента и методика измерений
В основе современных теорий зарождения кристаллических образований -флюктуационной теории Фольмера и молекулярно-кинетической теории Косселя-Странского - лежит термодинамическая теория Гиббса [86]. Согласно теории Гиббса любая изолированная система, несмотря на возможные изменения в ней, будет устойчивой, если энтропия системы остается неизменной. Возрастание энтропии, которое возможно при совершении работы, выводит систему из равновесия и делает ее неустойчивой. Если возрастание энтропии невелико, то система может находиться в метастабильном состоянии. При некоторой критической величине работы в системе для сохранения равновесия необходимо образование новой фазы. Эта критическая величина работы связана с характерными свойствами исходной и образующейся фазы. Внешним проявлением этой связи является степень пересыщения системы и размер зародыша. Пересыщение системы регулируется не только давлением, но и температурой.
Когда исходная фаза переходит критическую границу метастабильной области, происходит спонтанное образование зародышей новой фазы. Энергетический барьер, который должен быть преодолен для образования устойчивого зародыша, зависит от поверхностной энергии. Уменьшение свободной энергии перехода частиц (атомов, ионов, молекул) из исходной пересыщенной фазы в новую фазу должно уравновешиваться увеличением поверхностной энергии зародышей. Рост образовавшихся зародышей продолжается до установления этого равновесия. Таким образом, согласно Гиббсу и Фольмеру под устойчивым зародышем новой фазы понимается минимальное скопление новой фазы, находящееся в равновесии со средой и, следовательно, характеризующееся определенным критическим размером.
Рост зародыша новой фазы (кристалла) происходит либо путем присоединения к его поверхности отдельных атомов, либо путем упорядоченного встраивания их комплексов.
Впервые Гиббс ввел понятие о послойном росте кристалла [86]. Он показал, что рост совершенного кристалла должен происходить путем возникновения двумерных зародышей на поверхности кристалла и роста этого мононуклеарного двумерного слоя с образованием кристаллической грани.
Скорость роста кристалла определяется скоростью перехода атомов из адсорбционного слоя в кристаллическую решетку. Миграция атомов по поверхности, что Фольмеру удалось доказать экспериментально, приводит к образованию двумерных зародышей и разрастанию их до завершения нового кристаллического слоя. Предполагается, что рост двумерного зародыша происходит достаточно быстро, поэтому рост кристалла лимитируется процессом зародышеобразования.
Согласно упомянутым теориям рост совершенного кристалла может происходить только при больших пересыщениях. Однако реальные кристаллы растут при пересыщениях, меньших критических, и быстрее совершенных. Франк объяснил этот факт наличием на гранях реальных кристаллов неисчезающих ступеней роста, начинающихся на выходе винтовых дислокаций.
По мере роста дислокация закручивается в спираль, образуя последовательные витки ступеней. На поверхности кристаллов образуются пирамиды роста.
В методе Бриджмена-Стокбаргера рост кристалла происходит в запаянной ампуле при поступенном затвердевании расплава [86]. Этот способ особенно удобен тем, что позволяет избежать потерь вещества за счет испарения и конденсации. Кварцевая ампула конической формы (для уменьшения числа начальных центров кристаллизации) загружается поликристаллическим материалом, откачивается и запаивается. Далее тигель с коническим дном, содержащий исходное вещество, устанавливается на металлический суппорт и помещается в верхнюю высокотемпературную зону печи. После расплавления вещества в тигле и небольшой выдержки включается механизм перемещения суппорта и тигель постепенно заходит в низкотемпературную зону. Зоны печи разделены диафрагмой для устранения конвекции и радиации в пространстве печи и достижения более резкого изменения градиента температуры. Обычно в верхней печи поддерживается температура на 50-80 выше, а в нижней на 50-80 ниже точки плавления вещества. Необходимые значения температурного градиента и скорости перемещения подбираются экспериментально. В основном же все теоретические положения и оптимальные условия роста кристаллов из расплава по методу Бриджмена-Стокбаргера остаются теми же, что и по методам вытягивания, т.е. стабильность температуры, стабильность скорости перемещения тигля и плоский фронт кристаллизации.
Существенным достоинствам метода является возможность проведения отжига кристалла в низкотемпературной зоне.
Метод имеет много вариантов. Например, возможно перемещение не тигля, а печи. Горизонтальный вариант метода Бриджмена-Стокбаргера иногда называют методом Чалмерса. В горизонтальном варианте ампула с веществом перемещается в двухзонной печи или в печи с плавным изменением градиента.
Процесс выращивания осложнился следующими обстоятельствами: - высокой летучестью одной из компонент соединения (серы, теллуром, селеном); - сильной испаряемостью и диссоциацией соединения при температуре плавления; - влиянием кислорода на свойства материалов и на сам процесс плавления. На рис.2.1 изображена схема установки для выращивания монокристаллов по методу Стокаберга-Бриджмена. В процессе выполнения данной работы смешанные кристаллы Pbi.xMnxTe, Pbi-xMnxS и Pbi-xGdxTe выращивались методом направленной кристаллизации (методом Бриджмена) в запаянных кварцевых ампулах конической формы, протягиваемых в вертикальном направлении в тепловом поле графитового нагревателя, содержащего три отдельных цилиндра с подобранными геометрическими размерами. Изменение взаимного расположения частей нагревателя и их геометрических размеров позволяло достигать необходимого температурного градиента в области расположения фронта кристаллизации.
Основные результаты экспериментального исследования кристаллов Pbi-xMnxTe методом ЭПР
Известно [102-103], что линейная зависимость ширины линии ЭПР в металле или в узкозонном полупроводнике соответствует корринговскому механизму спиновой релаксации. По этому механизму энергия локализованного спинового момента передается электронам зоны проводимости. При этом происходит одновременное «переворачивание» спинового момента парамагнитного центра и электрона проводимости («флип-флоп»). Частота актов «флип-флоп» определяется числом электронов проводимости на один локализованный спиновый момент (р), величиной обменного взаимодействия между локализованными спиновыми моментами и электронами проводимости (Нех = -JS-s) и температурой (7) [102]: \ITse=n{pJfkBT. Это выражение определяет температурную зависимость ширины линий спектра ЭПР ионов Мп в кристаллах РЬТе и PbS в температурном диапазоне 15К Т 50К. Видно, что наклон графиков оказывается пропорциональным обменному параметру J и числу электронов проводимости.
Относительно экспоненциального роста ширин рассматриваемых линий ЭПР при температурах Т 50К можно сказать следующее. Переход от линейного закона к экспоненциальному наблюдается в очень узком интервале температур, что указывает на резкое изменение в состоянии решетки кристалла-матрицы. В литературном обзоре (гл. 1) было отмечено [3, 31], что в кристаллах РЬТе без примесей при повышении температуры происходит нарушение стабильности кубической симметрии кристаллической решетки РЬТе. Авторами [3, 31, 104] было показано, что с повышением температуры даже в беспримесном кристалле РЬТе появляются тепловые колебаниям с очень большой амплитудой, что обусловлено нарушением баланса между ионными и ковалентными составляющими решеточных связей. Последнее приводит к ферроэлектрической нестабильности РЬТе и к таким аномальным свойствам как частично-локализованные низкочастотные фононные моды, мягкие поперечные оптические фононные моды, положительные коэффициент температурной зависимости ширины щели и появление в кристалле большого числа электрических дипольных моментов (связанных со смещениями ионов в новые равновесные положения).
Наши эксперименты свидетельствуют о том, что присутствие примеси марганца в кристалле приводит к снижению температуры перехода до 55-60 градусов Кельвина. Действительно, в ряде работ (см., например, [4, 105]), посвященных изучению последствий легирования изоморфных кристаллов РЬТе и SnTe марганцем, было установлено, что качественно такие же изменения свойств этих кристаллов происходят без изменения температуры, но с повышением концентрации марганца. В частности, нарушение баланса сил в связях «марганец-теллур» при некоторой критической концентрации легирующей примеси может привести к смещению марганца в нецентральное равновесное положение. Наши угловые зависимости в спектрах ЭПР свидетельствуют, что направление смещения в кристаллах Pbi_xMnxTe оказалось параллельным кристаллографической оси 111 , что равносильно появлению осевой тригональной компоненты в операторе взаимодействия с кристаллическим полем. Таких направлений смещения в кристаллах халькогенидов свинца восемь и все они равновероятны. Следовательно, в случае возникновения дипольной неустойчивости адиабатический потенциал примесного иона Мп в кристалле Pbi-xMnxTe будет содержать восемь эквивалентных ям, причем при выполнении некоторых условий ион Мп может переходить из ямы в яму благодаря возможности туннелирования или надбарьерных перескоков [95]. В то время как вероятности туннельных переходов с основного колебательного состояния в одной яме в основное состояние в соседней яме не должны зависеть от температуры кристалла, вероятности надбарьерных перескоков будут расти экспоненциально с повышением температуры. Здесь следует подчеркнуть, что переходы между ямами могут происходить как с сохранением проекции электронного спинового момента, так и без сохранения. Очевидно, что в последнем случае время спин-решеточной релаксации будет резко сокращаться с повышением частоты междуямных переходов (в научной литературе этот процесс называет туннельно-контролируемой спин-решеточной релаксацией [106, 107]). Отметим, что наличие дополнительного канала спин-решеточной релаксации в нашем случае подтверждается тем, что спектры ЭПР становятся ненаблюдаемыми при достаточно низких температурах (Г 65К), что является необычным для иона Мп2+. В условиях, соответствующих частым междуямным переходам марганца, можно ожидать резкого повышения вероятности переходов без сохранения проекции электронного спинового момента из состояний ±5/2) и 1 + 3/2} (поскольку резкие флуктуации кристаллического поля будут особенно сильно возмущать именно эти состояния). Следовательно, ширины линий ЭПР иона Мп , обусловленных электронными резонансными переходами ±5/2) -»±3/2), могут значительно превышать ширины линий от переходов + 1/2) -»-1/2) и такие линии могут оказаться не наблюдаемыми. В таких случаях резонансные линии + 1/2) -»-1/2) будут наиболее узкими, а рядом с ними с двух сторон будут наблюдаться более широкие линии от переходов ±3/2) -»±1/2). Нам кажется очень вероятным, что описанные выше сателлиты соответствуют электронным резонансным переходам ±3/2) -»±1/2). Предполагаем также, что, вследствие сильного уширения, линии, обусловленные переходами ±5/2) -»±3/2), не наблюдаются. Эти предположения были использованы нами при описании экспериментальных угловых зависимостей положений сателлитных линий, наблюдавшихся в кристаллах Pbi.xMnxTe (х = 0.0005).
Угловые, концентрационные и температурные зависимости в спектрах ЭПР узкозонных полупроводников Pbi.xMnxS
Кристаллы РЬТе (как с примесями, так и без примесей) к моменту начала настоящего диссертационного исследования были очень подробно изучены (см. материал главы 1). Для них была установлена подробная зонная структура и изучено влияние на эту структуру некоторых магнитных примесей. Были обнаружены динамическая нестабильность высоко-симметричной конфигурации кристаллической решетки беспримесного кристалла и существенные изменения параметров ее решетки при внедрении в кристалл примесей марганца. Были подробно изучены структуры и свойства собственных точечных дефектов и дефектов, образуемых примесями с переменной валентностью, а также описано влияние этих дефектов на электротранспортные свойства кристаллов РЬТе. В этих исследованиях были использованы различные физические методы исследований (в том числе и ЭПР).
При выполнении исследований, результаты которых изложены в главе 3, мы обнаружили, что даже в отношении такого широко изученного кристалла как РЬТе остался ряд нерешенных проблем, связанных с влиянием примесей на динамическую устойчивость кристаллической решетки. То, что эта проблема встала в явном виде в случае парамагнитной примеси с локализованными электронными состояниями, примеси Mn , обусловлено возможностью использования в исследованиях большого количества физических методов, среди которых здесь сыграли самую значительную роль методы исследования электротранспортных и магнитных свойств. К числу последних относится метод ЭПР, который в случае примеси марганца оказался очень информативным методом.
Что касается кристаллов PbS, то они значительно реже оказывались объектами исследований, что, по-видимому, связано со значительно большими проблемами их выращивания. Однако, в связи с открывшимися возможностями исследования влияния примесей на динамическую устойчивость халькогенидов свинца методом ЭПР, изучение кристаллов Pbi_xMnxS этим методом стало актуальным. Дело в том, что изучение явлений и процессов в родственных кристаллах, имеющих подобные структуры и физические свойства, позволяет получать дополнительную информацию об исследуемых явлениях и процессах, основываясь на анализе различий в параметрах их кристаллических решеток и различий в величинах их физических характеристик. Именно поэтому, после экспериментов с кристаллами Pbi_xMnxTe, мы сосредоточили свое внимание на кристаллах Pbi_xMnxS. Последние отличаются от первых существенно меньшей постоянной решетки и предрасположенностью к образованию вакансий в подрешетке халькогена, приводящих к электронному типу проводимости (в кристаллах РЬТе обычно происходит преимущественное образование вакансий в подрешетке металла, что приводит к дырочному типу проводимости). Ниже мы приводим новые результаты изучения угловых, концентрационных и температурных зависимостей в спектрах ЭПР.
Изучение угловых, температурных и концентрационных зависимостей в спектрах ЭПР проводилось на спектрометре Е-12 фирмы "Varian" в Х-дапазоне при температурах 4,2 + 90 К. Выше Т = 85 К спектры ЭПР не наблюдались. В исследованиях методом ЭПР были использованы образцы с типичными размерами - 3,5x3,5x8,0 мм3. В кристаллах Pbi.xMnxS, содержащих марганец в небольших концентрациях (х = 0,0001), методом ЭПР наблюдаются 6 линий одинаковой интенсивности, имеющих форму Дайсона и возникающих благодаря сверхтонкому
Наблюдаемые на этом спектре 6 линий соответствуют электронным переходам с сохранением z-проекции ядерного спинового момента (AM.J = ±\,Ат1 = 0, разрешенным переходам). ТС спектров ЭПР не наблюдалась не только в ориентации Й0 111 , но и во всяких других ориентациях кристалла относительно внешнего магнитного поля, в которых положение центра тяжести линий спектра не менялось. Это, очевидно, свидетельствует о малой величине параметра ТС (т.е., линии тонкой структуры находятся в пределах ширины наблюдаемых линий сверхтонкой структуры). Такой спектр обычно описывается упрощенным спиновым гамильтонианом [64] Hs=g$eH-S + AS-I, (4.1) где н - напряженность внешнего магнитного поля, S и / - операторы электронного и ядерного спиновых моментов примесного иона Mn , g - фактор спектроскопического расщепления электронных спиновых уровней (g-фактор), А - параметр сверхтонкой структуры спектра ЭПР.
Параметры спинового гамильтониана, определенные из экспериментальных спектров ЭПР образцов Pbi.xMnxS (х = 0.0001), имеют следующие значения: g = 1,994±0,003; А = 76,3±0,5 Гс. Эти величины близки к тем, что были получены в работах [67, 72].
Как и в случае с Pbi.xMnxTe, при описании ширины и формы шести линий СТС рассматривался случай объемного образца Pbi_xMnxS, в котором Тт » TD и Тт » Т2 (где: Тт - время, затрачиваемое электроном проводимости для прохождения сквозь объем образца; 7Ь - время диффузии электрона сквозь скин-слой 8; Ті - время электронной спин-решеточной релаксации). Ширины наблюдаемых линий определялись параметром: АВ = -Ш = - . (4.2) При температуре 4,2 К величина АВ для слабополевой компоненты СТС спектра ЭПР образца Pbi_xMnxS (х = 0.0001) оказалась примерно равной 7,2 Гс. Форма линий соответствовала параметру (TD/T2) 86.
В спектрах ЭПР образцов Pbi_xMnxS, содержащих большее количество марганца, в ориентации Й0 111 появляются боковые линии, подобные тем, что наблюдались в образцах Pbi_xMnxTe в такой же ориентации. Относительные интенсивности этих боковых линий возрастают по мере повышения концентрации марганца (см. рис. 4.2). При этом ширины шести центральных линий СТС (назовем их основными) уменьшаются до величины АВ 6,5 Гс при х = 0,004 и T = 4,2 К. Но при дальнейшем росте концентрации ширина этих линий начинает возрастать. Например, АВ оказывается примерно равной 8,3 Гс при х = 0,008 и Т = 4,2 К. Форма указанных линий при изменениях концентрации марганца менялась мало, (TD/T2 86-74).
Концентрационные зависимости в спектрах ЭПР кристаллов Pbi.xMnxS, зарегистрированных на частоте 9320 МГц в ориентации 111 #0 при температуре 4,2 К (1 -х = 2.0-10"4; 2-х = 8.4-10"4; 3 -х = 4.0-10"3; 4 -х = 8.0-10"3) Было также обнаружено, что с повышением концентрации марганца величина g-фактора уменьшается и для образца с х = 0,004 при Т = 4,2 К оказывается равным 1,987±0,003, однако величина параметра СТС А в пределах точности измерений не меняется. Положения и ширины появившихся боковых линий меняются в зависимости от направления внешнего магнитного поля.