Содержание к диссертации
Введение
1. Теплопроводность полупроводников. Полупроводниковые свойства халькогенидов' свинца PBle , PBSe , P8S и твердых растворов на их основе
1.1. Теплопроводность идеальной кристаллической решетки 11
1.2. Теплопроводность неидеальных кристаллов 20
1.3. Теплопроводность полупроводников. 31
1.4. Полупроводниковые свойства халькогенидов свинца и твердых растворов на основе РТе 40
1.5. Постановка задачи исследования 66
2. Технология приготовления образцов. Методики измерения теплопроводности 71
2.1. Физико-химические свойства сплавов 71
2.2. Технология приготовления сплавов 74
2.3. Приготовление образцов для измерений электро**фи«* зических и тепловых параметров. 30
2.4. Методики измерения теплопроводности 85
3 Исследование теплопроводности халькогенидов свинца Р№ , PBSe и P6S в интервале температур 80 «* 850 К 99
3.1. Экспериментальные результаты 99
3.2. Анализ роли оптических фононов в переносе тепла 110
4. Исследование теплопроводности псевдобинарных твердых растворов на основе И-Р81ё 118
4.1. Исследование числа Лоренца псевдобинарных твердых растворов на основе Р№ приТ- 85 К 118
Исследование теплопроводности твердых растворов в интервале температур 80 - 400 К. Экспериментальные результаты. Анализ экспериментальных результатов на основе модели Амбегаокара-Клемен-са. Анализ экспериментальных результатов на основе теории "цепочечной решетки" 128
5. Исследование теплопроводности поевдотройных твердых растворов на основе а- РёТё в интервале температур 80 - 400 К 165
5.1. Экспериментальные результаты 165
5.2. Анализ экспериментальных результатов І8А Приложение. Анализ роли примесного фононного рассеяния в твердых растворах на основе П -РВТе в интер вале температур 300 - 900 К 192
Выводы 200
Литература
- Теплопроводность неидеальных кристаллов
- Полупроводниковые свойства халькогенидов свинца и твердых растворов на основе РТе
- Анализ роли оптических фононов в переносе тепла
- Амбегаокара-Клемен-са. Анализ экспериментальных результатов на основе теории "цепочечной решетки"
Введение к работе
Теплопроводность является одним из важнейших свойств твер-дого тела. Она уже в течение почти двух веков привлекает к себе пристальное внимание исследователей,
В последние годы вопросом возрастающей важности с научной и практической точки зрения стало изучение тепловых свойотв полу-проводников»
Полупроводники представляют собой вещества, в которых отчетливо проявляются все механизмы фононной и электронной теплопроводности. Изучение теплопроводности полупроводников позволяет получить сведения о механизмах рассеяния и переноса тепла, о характере рассеяния фононов на дефектах, о механизмах рассеяния носителей тока и т.д.
С другой стороны, интерес к тепловым свойствам полупроводников обусловлен их широким практическим применением и, в частное- ти, в термоэлектрических преобразователях энергии» Одним из наиболее важных применений таких устройств, наряду с охлаждением и термостатированием является генерирование электроэнергии.
Первые практически важные результаты были получены при использовании термоэлектрических генераторов (ТЭГ) для питания ра » диоаппаратуры. В настоящее время преимущественная область применения термоэлектрического преобразования энергии - автономные источники электроэнергии небольшой мощности Сот микроватт до сотен ватт) чрезвычайно надежные с очень большим сроком непрерывной ра боты. Они позволяют осуществлять длительное электропитание косми ческих аппаратов, удаленных и необслуживаемых буев, радиомаяков, линий радиосвязи, метеостанций в труднодоступных районах, в океане, Арктике и Антарктике, применяются для питания аппаратов "ис-кусотвенное сердце" в медицине. Они широко используются для ка тодной защиты магистральных газопроводов [бJ .
3 соответствии с теорией энергетического применения полупроводников А.Ф.Иоффе [54] коэффициент полезного действия термоэлектрического преобразователя Yj_ связан непосредственно с величиной термоэлектрической эффективности И материала, используемого при его конструировании где oL термоэдс, Q - электропроводность, Обо - общая теплопроводность. В простейшем случае ( один знак носителей тока, малая электронная составляющая теплопроводности ) величина общей теплопроводности практически определяется ее решеточной составляющей Обр , Поэтому теплопроводность решетки является одним из основных факторов, определяющих термоэлектрическую эффективность материалов. Определение величины теплопроводности решетки таких веществ, возможность предсказания ее зависимости от температуры и изучение способов ее снижения требуется для успешного решения проблемы прямого преобразования тепловой энергии в электрическую. В настоящее время создание современных источников тепла, таких как ядерные реакторы и радиоизотопные капсулы потребовало создания термоэлектрических материалов, которые могли бы использоваться для конструирования ТЭГ, эффективно работающих в интервале температур 200-650°С, так называемом "среднетемпературном" интервале. Для этой цели успешно используются халькогениды свинца, которые по своим физико-химическим свойствам ( температура плавления, упругость паров, механические характеристики ) подходят для длительного использования в этом интервале температур и показывают относительно высокие значения термоэлектрической эффективности Z 1,0 - 2,0 Ю 3 ІГ1 при Т=300 К. Исследование эффективности халькогенидов свинца [94,98] при температурах 300 900 К показало, что наиболее эффективным в ряду этих соединений — о -г является Р1ё » имеющий 2—1,2 • 1,3 10 - К 1 в интервале тем ператур 300 - 700 К.
Для более широкого применения термоэлектрических устройств необходимо улучшение характеристик термоэлектрических материалов. Одним из наиболее распространенных методов повышения эффективности таких материалов является метод твердых растворов IJ56]. Он основан на введении в материал примесей, которые более эффективно рассеивают фононы, чем электроны, вследствие чего теплопровод » ность решетки твердых растворов уменьшается сильнее, чем электро- проводиость. Этот эффект в сочетании с другими благоприятными факторами может привести к заметному увеличению термоэлектрической эффективности материала.
К началу настоящей работы халькогениды свинца и твердые растворы на основе Р&1 были достаточно подробно исследованы с точки зрения зонной структуры, накоплен большой экспериментальный материал о механизмах рассеяния носителей тока.
Тепловые свойства этого класса материалов изучены меньше. Недостаточно полно исследована теплопроводность сульфида свинца в широкой области температур. Имеются экспериментальные результа ты ПО ЗЄОРВТЄ , легированного галогенами. Влияние нейтральных примесей на тепловые свойства теллурида свинца систематически изучено только в одной системе РВТб P8Se для других систем имеются отдельные результаты при 300 К. Анализ экспериментальных результатов, проведенный на основе существующих теоретических представлений, носит в основном качественный характер, количеств венные же расчеты, проведенные на основе модели Амбегаокара« Кле менса, дают противоречивые результаты.
Таким образом, экспериментальные результаты по тепловым свой ствам халькогенидов свинца и твердых растворов на их основе и об » работка их в рамках сзпцествующих теоретических моделей недостаточны для понимания и количественных оценок участия различных групп фононов в переносе тепла в материалах этой группы и для разработки единого подхода к проблеме примесного рассеяния в твердых растворах.
Установление таких закономерностей позволило бы прогнозировать поведение теплопроводности решетки в широком интервале температур и перейти от эмпирического подбора состава твердого раствора к сознательному выбору типа и количества примеси.
Эти обстоятельства определили актуальность изучения тепловых свойств халькогенидов свинца и широкого круга твердых растворов на основе Р&Те и позволили наметить ряд конкретных задач, решению которых и посвящена настоящая работа.
Целью работы является исследование особенностей переноса тепла в халькогенидах свинца, примесного рассеяния фононов в твердых растворах на основе РВТе и разработка единого подхода для целенаправленного изменения тепловых свойств материала за счет подбора типа и количества примесей на основе их физико-химических свойств.
Исследования в работе проводились по двум основным направлениям:
1, Исследование теплопроводности решетки халькогенидов свинца РВТе , P&Se и Й в интервале температур 80 - 850 К (РВТе - до 400 К ). Это позволило получить данные по $р этих материалов в интервале температур, включающем область их практического использования и оценить относительный вклад акустических и оптических фононов в теплоперенос в этих материалах.
2. Исследование большой группы твердых растворов на основе R-РВТё. при введении в него изоморфных примесей типа Аи (P8Se , PBS » SnTe » 6ele и их сочетаний ). Изучение теплопроводности решетки проведено в области температур 80 - 400 К. При этих температурах все процессы, обусловленные примесным рассеянием, являются существенными или преобладающими и выявляются наиболее четко. Это позволило установить корреляцию между дополнительным тепловым сопротивлением твердых растворов и составом материала и оценить температурные пределы, в которых примесное рассеяние оказывает существенное влияние на процессы теплоперено-са в этих твердых растворах.
Экспериментальная часть работы включала выбор технологии получения твердых растворов на основе n-P&Te ( PBTe-PBSe »
РВТе-PBS . P&Te-SnTe Ш2- Ые Ш-PSSe- PBTe-pgSe-Snb РВГ( -Рб-(гЄІ ) и приготовление образцов халькогенидов свинца и твердых растворов с концентрацией носителей тока до 8,2 1Сг8см , измерение общей теплопроводности, термоэдс и электропроводности халькогенидов свинца и 30 составов твердых растворов на основе РТе и P8S Б интервале температур 80 « 400 К и 80 - 850 К, измерений теплопроводности твердых растворов в сильном магнитном поле при 11—85 К.
На защиту выносятся следующие основные результаты:
1. Результаты экспериментального исследования теплопроводности халькогенидов свинца Р8& и РВ& в интервале температур 80 - 850 К. Анализ полученных экспериментальных данных на основе решения кинетического уравнения для оптических фононов в приближении времени релаксации для объяснения обнаруженного нарушения закона Дебая-Пайерлса.
2. Результаты систематического экспериментального исследования теплопроводности решетки твердых растворов систем РВТё-PBS , РВГе-ЗДЬ. . PBTe-fcTe Же-PgSe-PGS .«ГЪ-РвВе-SnTe . PBTc - PBS - freTe в интервале температур 80 - 400 К.
3. Результаты исследования теплопроводности твердых растворов РЄТе-PBSe , PBTP-PBS , РЄГе-GeTe при Т 85 К в сильном магнитном поле.
4. Установление единой для всех исследованных псевдобинарных твердых растворов зависимости дополнительного теплового сопротивления от параметра неупорядоченности, включающего в себя локальное изменение плотности и упругих свойств среды.
5. Экспериментально установленные эффекты температурной зависимости и неаддитивности дополнительного теплового сопротивления и анализ этих результатов на основе модели "цепочечной решетки" кристалла.
6. Результаты оценки примесного фононного рассеяния в твердых растворах исследованной группы в области температур их практического использования на основе экспериментальных данных по теплопроводности в интервале 80 - 400 К.
Теплопроводность неидеальных кристаллов
Рассмотренные модели І.І справедливы для кристаллов, имеющих идеальную структуру. В реальных кристаллах всегда содержится некоторое количество разного рода дефектов, которые влияют на теплопроводность и вклад которых необходимо учитывать при иссле » довании тепловых свойств материалов.
Клеменс [Mj ВЫЧИСЛИЛ абсолютную величину теплопроводности решетки для ряда соединений в области максимума теплопроводности» Оказалось, что экспериментальные значения Збр даже у наиболее чис тых кристаллов намного ниже значений, предсказанных теорией. Как показали последующие эксперименты и расчеты, уменьшение ЭВр в об ласти максимума происходит за счет рассеяния фононов на дислокациях [5L] , примесях [118], дефектах [ill] , изотопах [П2] Таким образом, было выяснено, что теплопроводность очень чувствительна к разного рода дефектам решетки.
Рассеяние фононов на дефектах в реальных кристаллах может проявляться в различных областях температур. Для интерпретации зависимости 9бр от количества дефектов необходимо знать, как раз " личные типы дефектов рассеивают фононы.
На практике наиболее важными являются точечные дефекты, дей ствие которых распространяется на объем порядка среднего объема, занимаемого атомом. Дефекты, удовлетворяющие этому условию: чужеродный атом в узле решетки вместо собственного атома, вакансия, атом внедрения. К такой же категории дефектов можно отнести и дефекты, возникающие при образовании твердых растворов.
Рассеяние фононов точечными дефектами рассматривалось многн ми авторами и в их числе Клеменсом [I43J» Займаном [51], Карру-» зерсом [П9].
Для получения точных выражений для сечения рассеяния фононов различными дефектами необходимо использовать квантовомеханичеокие методы, применяемые к дискретной решетке. Однако в ряде случаев для длинноволновых фононов можно найти хорошее приближение к точным выражениям с помощью классических методов механики сплошных сред. Авторы вышеперечисленных работ пользовались при оценке свечения рассеяния фононов на дефектах соотношениями, полученными Релеєм [9j для рассеяния звуковых волн на неоднородностях, все размеры которых малы по сравнению с длиной волны и которые имеют плотность и жесткость, отличные от соответствующих величин для окружающей среды.
Сечение рассеяния звуковой волны с длиной А. на неоднород ности, имеющей объем V , если ее сжимаемость и плотность отличаются на А У- иД& от соответствующих величин (/- иі ) окружающей среды, представляется выражением
Учет того, что в рассеянии принимают участие как продольные, так и поперечные моды можно провести только если считать, что неоднородное включение - абсолютно жесткое, тогда
Для длин волн, значительно превышающих межатомное расстояние, где дисперсия мала, волновое число можно заменить нат= Тогда время релаксации для Иточ точечных дефектов на единицу объема где Сточ отношение числа точечных дефектов к числу узлов ре шетки в единице объема, объем, занимаемый атомом в решетке, ДМ г относительное изменение массы атома,
Второй член в (9), связанный с относительным изменением сжимаемости, вычисляется через изменение скорости фононов. Время релаксации в этом случае где V скорость звука. Выражения, подобные (10) и Сі2), были получены Клеменсом [l4l] с помощью; теории возмущений. Согласие результатов, полученных Релеєм и Клеменсом, свидетельствует о том, что классическое рассмотрение вопроса о рассеянии звуковой волны на дефекте дает вполне удов летворительную картину и его можно использовать для анализа рас 5» сеяния длинноволновых фононов на дефектах Однако необходимо учитывать еще и то, что вблизи точечного дефекта решетка может деформироваться. В реальных кристаллах, особенно имеющих кубическую анизотропию упругих констант, влияние деформации решетки может быть заметным.
Для общего времени релаксации Клеменс [141] получил выражен ние гдеЭ = SA-fea+Ss)2" » Si » S2. и S3 соответствуют рассеянию вследствие различия масс, скорости (сжимаемости) и радиального смещения Возможны случаи, при которых могут возникнуть компенсирующие вклады от рассеяния вследствие изменения массы и постоянных связи Крумханол и Метыо [146], анализируя экспериментальные результаты Баумана и Пола [II0], предложили зависимость сечения рассея ния от параметров Кг- и Щ- (изменения константы связи) в виде величины, пропорциональной 4jr4- 1 г i/l\ \
Если размеры дефекта больше нескольких межатомных расстояний, то рассеяние не для всех фононов-Ш1 В работе [168] пока -зано, что в пределе коротких волн рассеяние может быть-ч. 0) -
В случае, когда длины волны фононов сравнимы с размерами дефекта, сечение рассеяния нельзя считать пропорциональным некото рой степени частоты Согласно Андерсена [109] для звуковых волн, зависимость сечения рассеяния от длины волны очень чувствительна к отношению между константами связи и изменением массы. Шварц и Уолкер аппроксимировали результаты Андерсона: вычисленная тепло проводность менялась с температурой, и характер изменения соответствовал предположению о плавном переходе между релеевским и гео метрическим рассеянием (не зависит от частоты) [158]
Полупроводниковые свойства халькогенидов свинца и твердых растворов на основе РТе
Для того, чтобы анализировать тепловые процессы в материале и влияние различных факторов на теплопроводность, необходимо по возможности чисто выделять ее составляющие.
Для выделения р из общей теплопроводности, измеряемой в эксперименте, используется несколько методов. Их делят на 2 группы: прямые и косвенные. I. Прямые методы выделения 09р. К таким методам относится метод подавления с#л в сильном магнитном поле и метод подавления обэ промежуточным магнитным полем.
Первый метод развит в работах С.С.Шалыта с сотрудниками [5» 16,71,102 и заключается в том, что благодаря искривлению траек тории движения носителей заряда в сильном поперечном магнитном поле ОВ&л убывает по закону ал тт2 В достаточно сильном поле, где выполняется критерий ЦН (и подвижность носителей тока, С скорость света, Н - напряженность магнитного поля) сэд становится пренебрежимо малой, и измеряемая на опыте полная 26. становится равной 9бр Этот метод является наиболее надежным и точным методом разделения 9р и ЗРэл.
Использование этой методики требует выполнения следующих условий: 1) подвижность электронов должна быть велика, чтобы в доступном стационарном поперечном магнитном поле Н можно было бы хотя бы и не полностью, но в значительной степени подавить эл ; 2) величина &л должна превышать точность определения о (обычно — 5%); 3) электронный газ должен состоять из частиц одного сорта; 4) не должно быть эффекта увлечения электронов фононами; 5) если при исследовании ставится цель получить информацию о механизме рассеяния носителей тока, то к материалу предъявляется требование достаточно сильного вырождения, так как в этом случае I-s Lo= Ч- ()2- и по отклонению L от \-о можно судить о степени неупругости процессов рассеяния. Эти условия ограничивают круг подходящих для исследования материалов.
Метод подавления $эд промежуточным магнитным полем предложен в работах Гронайзена [92]. В этом методе не требуется выполнение условия сильного поля Щ»4 . Однако он неприменим для исследования матриалов, в которых имеет место неупругость в рас сеянии носителей тока.
2 Косвенные методы выделения [92J
1) Расчетный метод. Определить 9?4д с достаточной точностью при настоящем состо янии теории теплопроводности довольно трудно» Проще выделить из оВ0 88р , рассчитав ее по теоретическим формулам (I.I). Этот метод очень грубый и может использоваться при выделении мметал-лов» где Збэл Зер , и не вполне корректное вычисление а?р не сильно исказит значение 2?эл .
2) Графический метод.
В полупроводниках при наличии только 9ЄР и Эеэл теплопроводность решетки можно определить из зависимости о - 96р + ае л= = p+L6T путем экстраполяции 9Є0 кб =0 . Зтот метод можно использовать лишь для областей, где электрнный газ невырожден или сильно вырожден, в области промежуточного вырождения выделение р представляет трудности из-за незнания величины L Метод не всегда удобен из-за необходимости иметь большой набор образ» цов с различной 6" , а также из за больших погрешностей в определении р при экстраполяции прямой 880 = -Кб") так как при небольших (Г начинает сказываться биполярная диффузия, а при больших - 96р уменьшается из-за введения примесей.
3) Расчетно-графический метод.
Расчетно-графический метод заключается в том, что 96ал рассчитывается по известным формулам с учетом особенностей зонной структуры и степени вырождения материала, а также с учетом возможной неупругости процессов рассеяния носителей тока. При этом недостающие участки значений числа Лоренца рассчитываются из экс периментальных данных на основе предположения, что при Т -В теплопроводность решетки пропорциональна Если имеются дополнительные механизмы рассеяния фононов, то их вклад учитывается, как указано в 1.3.
Сравнительная оценка результатов обработки экспериментальных данных по теплопроводности полупроводниковых материалов показнва ет, что все вышеперечисленные методы могут быть использованы при выделении сЕр с учетом конкретных особенностей материала и уело вий эксперимента.
Анализ роли оптических фононов в переносе тепла
Методика измерения теплопроводности в сильном магнитном поле при температуре жидкого азота описана в L5J. и осуществлялась в криостате специальной конструкции, позволяющей производить измерения в малых зазорах электромагнита. Для уменьшения размеров рабочей части использовались тонкостенные дьгоары с малым расстоянием между стенками.
Принципиальное устройство ячейки для измерений изображено на рис. 24. Измерительная часть припаивается серебром к мельхиоровой трубке (I). К трубке &) присоединен медный блок (2), на нижнюю часть которого наматывается I О сантиметровые участки проводов (для уменьшения теплоотвода по ним). Все измерительные провода кроме термопарных присоединены к контактной колодке СЗ). Чтобы устранить возникающие паразитные термоэдс, термопарные провода идут непрерывно от образца к внешней колодке из красной меди. К блоку (2) крепится мельхиоровый корпус прибора (4), на котором держится медный блок (5). Образец (б), вместе с градиентной печ« кой (7) припаивается к блоку (5). Затем на смонтированную ячейку надевается герметичный стакан. Он навинчивается на нижний блок-холодильник (5), верхний край стакана припаивается легкоплавким припоем С Тпл. 80С) к блоку (2). Измерения произволились в уст ройстве ф ІіО см, откаченном до Р 1,3 I0 1 - I0""2 Па, что обес печивало теплоизоляцию образца от стенок прибора. На запаянный блок надевался дьюар с жидким азотом. Размеры криостата и дьюара с жидким азотом позволяли проводить измерения в зазоре электромагнита - 2 см и обеспечивать максимальное магнитное поле 18,4 I05 А/и. Измерения параметров d » 5" и 0ео произволились компенсационным методом. Градиентный нагреватель, намотанный бифилярно константаном, напаивался на образец. Мощность нагревателя определялась одновременным измерением тока и напряжения. Температура измерялась термопарами медь-константан ( Ф 0,015 см), пайка контактов производилась припоем ЮВЫО о 8гъ о использованием в ка честве флюса клея БФ-2. Измеряемые образцы представляли собой па раллелепипед с размерами 0,5 х 0,2 х 1,5 см .
Теплопроводность определялась по формуле где Q - мощность градиентного нагревателя, . - расстояние между термопарами, AT - перепад температур на образце и S - площадь поперечного сечения образца. Потерями тепла на излучение с образца пренебрегал ось в связи с их малостью приТ 85 К. Воспроизводимость результатов измерения составляла 2 - Ъ% 2, Установка для измерений теплопроводности при комнатной температуре Установка для измерений теплопроводности материалов абсолют ным методом разработана Айрапетянцем С.В. и Сергеевым В.П. Ы»
Принцип работы установки основан на использовании эталонов для определения тепловых потоков, входящих и выходящих из исследуемого образца. Для стержня постоянного сечения и длины распределение температуры (Т) в установившемся режиме описывается дифференциальным уравнением
Граничные условия Т=Т{ при Х= , Тг при Х=0 » 2=дк 1 где - коэффициент теплоотдачи со всей боковой поверхности стержня в окружающую среду, ф - теплопроводность стержня. Решение этого уравнения приводит к формуле для теплопроводности где ( « поток тепла, входящего в стержень при Х- Q2 по ток тепла, выходящий из стержня при X 0. Основной задачей при определении $. является определение тепловых потоков. Для решения этой задачи используются полупроводниковые эталоны с известными характеристиками о и и малой боковой поверхностью. В этом случае определение тепловых потоков сводится к измерению термоэдо эталонов, что позволяет по известному отношению для эталонных ос материалов рассчитать величину $. измеряемого образца. Метод удобен в использовании и обеспечивает высокую чувствительность и воспроизводимость результатов
Схема установки представлена на рис. 25. Между нагревателем О И холодильником (2), выполненными из меди, помещается измеряемый образец (3). К выступающим частям нагревателя и холодильника припаяны полупроводниковые эталоны (4,5) и медные пластины (б, 7). В качестве эталонного вещества использовался тройной сплав на основе Dl-SSe , Толщина эталонов и медных пластин 0,2 см, площадь поперечного сечения выбиралась исходя из максимальных размеров измеряемых образцов 1,0 х 1,0 см . Зталоны припаивались к пластинам специально разработанным способом. Холодильник ставился на основание (8) на жидком эвтектическом сплаве Упбси Этим же сплавом для обеспечения хорошего теплового контакта заслуживались торцы образца и медные пластины. В медные пластины вбивались штифты из серебра, к которым припаивались хромель копелевые термопары (9,10), Ветви термопар пропускались через отверстия, просверленные в медных пластинах, чем практически исключался отток тепла по термопарным проводам. К нагревателю и холодильнику .(выше и ниже соответствующих эталонов) присоединялись два хромелевых провода (11,12). Свободные концы этих проводников и термопар смонтированы на основании (8). Таким образом, имеется дифференциальная термопара, позволяющая оценить поток тепла через эталонны. Вся система прижимается грузом (13), снабженным наконечником из эбонита (14), который предотвращает замыкание электрических измерительных цепей на основание. Вся установка закрывается колпаком (15).
Амбегаокара-Клемен-са. Анализ экспериментальных результатов на основе теории "цепочечной решетки"
Измерение теплопроводности в сильном (классическом) магнитном поле является надежным способом разделения теплопроводности решетки и ее электронной составляющей (1.3.4). Эта методика использована для исследования трех групп твердых растворов на основе П- РбТс с целью получения сведений о числе Лоренца при Т 85 К.
Проведены измерения теплопроводности в сильном магнитном поле образцов систем №Те-PBSe , РВЇЄ- PS И P№-GeT?c содержанием второго компонента до 10 мол.#. Составы исследованных сплавов представлены в табл.? (1.2), здесь же указаны концентрации электронов исследованных образцов - табл. 8 (3).
Измерения проведены в устройстве, описанном в 2.4. Максимальная напряженность магнитного поля, достигавшаяся в экспери« менте - 18,4 I05 А/м,
Выбранные для исследования твердые растворы удовлетворяют требованиям, предъявляемым используемым методом к образцам (1.3.4): 1) подвижности электронов в твердых растворах U 0,2 -1,6 уг/Ъ с, что позволяет в доступных магнитных полях подавить значительную часть электронной составляющей; 2) Я&ь составляет от 5 до 30$ $о ; 3) зона проводимости в твердых растворах, как показали исследования электрических и оптических свойств [44,45,47],- простая, имеет один тип минимума; при Т = 85 К имеет место только примесная проводимость [бі] ; 4) эффект увлечения наблюдается в P&fe только ниже 30 К [102] в твердых растворах в области исследованных температур, согласно данным (гл. 4), это явление не наблюдается; 5) условие сильного вырождения согласно [_44,20] выполняется для всех измеренных образцов.
Для всех образцов были проведены измерения QEQ при Н s 0 и в зависимости от величины магнитного поля. Экспериментальные зависимости изменения теплопроводности от величины магнитного поля представлены на рис. 39 Значения 9еСн=0/ представлены в табл. 8 (4). Из рисунка видно, что зависимости А9?Сн) не достигают насыщения, соответствующего полному подавлению электрон ной составляющей, особенно в твердых растворах 0,5 РбТє-0,05 Gelc и 0,9Р8Те-0,ЛРв . Поэтому для определения точного значения АХ проведена экстраполяция наблюдаемой на опыте зависимости Д9(Н) в область сильных магнитных полей. Для этой цели использовалось соотношение из работы [_97j
А и B зависят от закона дисперсии и механизма рассеяния носителей тока. С помощью этой формулы ЗВ л(О) можно получить графически Строится зависимость 0 ="тСН J и по наклону прямых находится В/А , а затем 9Ралі/0)=Л96н о= А/В. Эта формула была проверена в работе [35Л при исследовании твердых растворов РВТ - Ship
На основании экспериментальных данных для всех исследованных образцов построены зависимости 7 (Н2) (рис. 40,а,б). Из рисунка видно, что экспериментальные точки вполне удовлетворитель но укладываются на прямые. На основании этих зависимостей были получены значения эл для всех измеренных образцов. Они представлены в табл. ОСБ) . В этой же табл. о(т) приведены значения электропроводности 6т t измеренной на этих же образцах при этой же температуре и используемые для определения числа Лоренца. Для всех образцов рассчитаны значения L и отношения L/L0 (табл. 8(8)). Для всех образцов наблюдается значительное отклонение L от Lo Зто указывает на заметную роль в рассеянии электронов в твердых растворах неупругих механизмов рассеяния. Подобный эффект наблюдался ранее в Р8Т ? [72] и твердых растворах PBTP-SnTe [35J и хорошо объясняется при учете электрон-электронного и оптического рассеяния.
Сопоставление теплопроводности решетки исследованных сплавов и Р&Тя показывает, что при Т 85 К рассеяние фононов на примесях играет существенную роль во всех рассмотренных системах. По- лученные значения Эр при Г 85 К (табл. &)) вполне удовлетворительно согласуются с результатами, полученными при измерении в интервале температур 80 - 400 К (4.2).
Так как дополнительное рассеяние электронов, возникающее при образовании твердых растворов, носит упругий характер, в исследованных матеріалах следует ожидать уменьшения относительного вклада неупругих механизмов рассеяния и относительный рост величины 1_/1_о по сравнению с чистым Р8Тс Качественно этот вывод согласуется с полученными экспериментальными результатами.
