Перш ніж розглядати результати досліджень електричних властивостей ТР в залежності від складу, розглянемо, якими факторами зумовлена концентраційна і температурна залежність ефекту Холла в слабкому магнітному полі. З виразу для постійної Холла в області домішкової провідності R_х = ^ слідує, що коли відомий фактор Л, то за приведеною вище формулою можна знайти концентрацію носіїв заряду. Фактор А дорівнює одиниці, якщо одночасно виконуються слідуючі умови [1]:

1. Присутній один тип носіїв заряду;

2. Енергетичні поверхні сферичні;

3. Залежність енергії від квазіімпульсу квадратична;

4. Час релаксації не залежить від енергії.

Розглянемо випадок, коли умови 2 і 4 не виконуються. Для визначеності будемо вважати, що зонна структура в кубічному кристалі описується багатоеліпсоїдальною моделлю, розсіяння ізотропне, тобто час релаксації залежить тільки від енергії. В цьому випадку фактор А є добутком двох величин: фактора анізотропії А_k і статичного фактору а_ф, отже А ~ А_kА_ф. Практично ефекти анізотропії і енергетичної залежності часу релаксації компенсують один одного і фактор А ? 1. При розсіянні на кулонівських центрах А ? 1,9, але в некомпенсованих зразках А сильно зменшується, наприклад, в атомних напівпровідниках А ? 1,2, а полярних - ще менший. Таким чином, фактор А в розглянутих вище випадках мало відрізняється від одиниці і його можна не враховувати при визначенні концентрації з холлівських вимірів [2]. Як видно з рис.3.1 залежність постійної Холла від температури в інтервалі 100.700 К для зразків різного складу визначається як вмістом С (і і Те в сплавах, так і концентрацією вільних електронів. Так, для кристалів з мінімальним (х = 0,01) і максимальним (х = 0,05) вмістом легуючих домішок (при Т=300 К п = 2 10¹⁸см^-3 і п = 6 х 10¹⁸см^-3 відповідно) температурна залежність R_x була дуже слабою. Тоді як для ТР з х = 0,02 і х = 0,03 на кривих R_x (Т) в області температур 400.450 К спостерігався максимум.

Рис. 1. Температурна залежність постійної Холла R_x. Склад x ТР: 1 - 0,01; 2 - 0,02; 3 - 0,03; 4 - 0,05

Слабку зміну коефіцієнта Холла на кривих 1 і 4, рис. 1, можна пояснити зміною фактора А.

З холлівських даних можна зробити висновок про енергетичні рівні електронів, що створюються домішками у напівпровідниках.

Розглянемо спочатку, як повинна змінюватись концентрація носіїв з температурою, якщо в забороненій зоні є донорні рівні, глибина залягання яких мала [3]. При температурі абсолютного нуля рівні повністю заповнені носіями, зона провідності пуста, а рівень Фермі знаходиться посередині між енергією домішкових рівнів і краєм зони. З підвищення температури носії переходять з домішкових рівнів в с-зону, рівень Фермі зміщується до дна зони провідності, і якщо домішкових рівнів достатньо, - входить в неї, тобто зразок стає виродженим. При подальшому зростанні температури починає проявлятись виснаження домішкових рівнів, виродження знімається, рівень Фермі зміщується в заборонену зону. Коли він опуститься на відстань нижче донорних рівнів, всі домішкові рівні будуть іонізовані, концентрація носіїв не змінюється з температурою і дорівнює концентрації домішок. Суттєво, що при наявності навіть дуже мілких домішкових рівнів в забороненій зоні концентрація постійна лише в області температур при яких виродження відсутнє. В ТР на основі ІпSb постійна Холла зберігає постійне значення при температурах, коли виродження дуже сильне. Звідси можна зробити висновок, що у цьому випадку нижче рівня Фермі в ТР немає донорних рівнів, переходами з яких була б зумовлена висока концентрація носіїв заряду, яка має місце в цих сполуках.

Для оцінки енергії іонізації донорних центрів в ТР складів х = 0,02.0,03, де за даними, наведеними в розділі IV т*/m₀ = 0,005, використаємо відоме з теорії воднеподібних домішок співвідношення [4]:

(eB). (3)

Підставляючи в (3.3) величини т*/m₀ і е, одержані з оптичних досліджень, описаних в розділі IV (для х = 0,02.0,03 т*/т₀ = 0,005; е = 16,5), одержимо E= 2,6 10^-4 еВ.

Добре відомо, що в легованих напівпровідниках спостерігаються області концентрацій домішок, коли провідність при низьких температурах характеризується енергією активації Е [5-7]. Значення Е звичайно пов'язано з наявністю енергетичного зазору між с-зоною і зоною, що виникає внаслідок суттєвого перекриття хвильових функцій електронів на донорах. Діапазон концентрацій домішок при яких локалізовані домішкові рівні зливаються в домішкову зону оцінюються з порівняння середньої відстані між домішками

(4)

з ефективним борівським радіусом а_B [4]. У даному випадку, при зміні концентрації домішок в межах 10¹⁸ - 10¹⁹см^-3, r_d змінюється від З 10^-6 до 3 10^-7см.

Радіус борівської орбіти а_B в твердому тілі в (т*/т₀) е раз більший ніж у атомі водню і складає:

, (5)

де а₀ - радіус першої борівської орбіти для атома водню (a₀ = 0,53 10^-8) см. З (4) для вказаних вище значень (m*/m₀) і е, маємо а_B = 1,9 10^-5 см.

Таким чином нерівність а_B >> r_d завжди виконується із значним запасом. У випадку, якщо () ^1/3 >> 1, де п - концентрація вільних електронів, домішкова зона зливається з дозволеною зоною.

У нашому випадку =7 10¹⁵см^-3, тому при звичайних концентраціях n, які є в ТР, приведена вище нерівність завжди виконується.

На рис.2 наведені залежності при концентрації електронів п (крива 1) і їх рухливості µ_п = уR_х (крива 2) від складу ТР (Т = 300К). Як бачимо, криві 1 і 2 мають складний немонотонний характер. В області концентрацій х = 0,02.0,03 спостерігається мінімум на кривій п (х) і максимум на залежності µ (х). Такий хід n (х) можна пов'язати з утворенням в ТР нейтральних комплексів. Як уже згадувалось у розділі II, при вирощуванні ТР атоми Сd і Те вводились у розплав в еквіатомному співвідношенні, але низька температура кипіння і високий тиск парів кадмію (порівняно з іншими взаємодіючими елементами) приводили до його втрат. Внаслідок цього у розплаві завжди містився деякий надлишок атомів телуру, що і зумовлювало електронний тип провідності кристалів. Сумарна концентрація N_i іонізованих домішок Те⁺ і Сd ^- в ТР для кожного складу розраховувалась по формулі Брукса-Херрінга [8]. З того факту, що на залежності N_i від складу спостерігається мінімум (рис.3, крива 1), можна зробити висновок, що при збільшенні вмісту атомів кадмію і телуру в розчині посилюється процес утворення нейтральних іонних пар, що супроводжується зменшенням загального числа заряджених центрів розсіяння. Ми вважаємо, що цими центрами є іони легуючих елементів Сd ^- і Те⁺, які об'єднуються в нейтральні комплекси [ (Сd) - (Те) ⁺] ⁰.

Знаючи вихідну концентрацію введених атомів Сd, і Те, N₀ і N_i можна оцінити (N₀ - N_i) /N₀ - долю іонів, що утворюють нейтральні комплекси, від загальної їх кількості. Результати таких розрахунків наведені на рис.3 (крива 2). Видно, що максимальне число нейтральних комплексів (до 98-99%) спостерігається в області складів х = 0,02.0,03, де N₀ = (3,0.4,5) 10²⁰см^-3. При меншому (х < 0,01) і більшому (х > 0,04) вмісті СdТе в розчині число іонних пар зменшується. У першому випадку це можна пов'язати з відносно слабкою взаємодією легуючих домішок при порівняно низькій їх концентрації, у другому - з обмеженою розчинністю СdТе в ІпSb, яка складає, як вказувалось вище, близько 5 мол. %. В обох випадках, у зв'язку з наявністю в ТР значних концентрацій незв'язаних атомів легуючих домішок Сd і Те, концентрація вільних електронів буде більшою, а рухливість - меншою, ніж для зразків з х = 0,02 - 0,03, в яких доля нейтральних комплексів максимальна.

Рис. 2. Залежність концентрації вільних електронів n (1) та їх рухливості µ_n (2) від складу ТР (InSb) _1-x, (CdTe) _x

Рис.3. Залежність від складу ТР (ІпSb) _1-x (СdТе) _x концентрації іонізованих домішок N_i,_:, N_i = (1), де і - концентрації іонізованих донорів і акцепторів та долі нейтральних комплексів (N₀ - N_i) / N₀

Заміщуючи атоми індію і сурьми в гратці ІпSb з переважним ковалентним типом зв'язку, атоми кадмію і телуру займають положення, що відповідають тетраедричній конфігурації. Утворення іонних пар з наступним перерозподілом зарядів у відповідності з характером хімічного зв'язку в СdТе [2] можна розглядати як першу стадію реакції донорно-акцепторної взаємодії. Так як на кожен з ковалентних зв'язків припадає два електрони, то при утворенні нейтральних комплексів типу (СdТе) ⁰ концентрація вільних електронів зменшиться. Всі досліджені зразки ТР були сильно виродженими. Зменшення п при утворенні зв'язків для зразків з х = 0,02.0,03 приводило до часткового зняття виродження і до появи на залежностях R_x (Т) максимумів (рис.1). Як видно з рисунка (крива 1 відповідає концентрації вільних електронів n = 2 10¹⁸см^-3, крива 4 - п = 6 10¹⁸см ³), постійна Холла в широкому температурному діапазоні 100-700 К практично не міняється. Незначні відхилення в області 100-350 К, очевидно можна пояснити температурною зміною холл-фактора А.

При підвищенні концентрації домішкових атомів, внаслідок утворення ковалентних зв'язків у комплексах (СdТ е) ⁰, (крива 2 - х = 0,02, крива 3 - х = 0,03) і часткового зняття виродження, спостерігається відщеплення домішкової зони від зони провідності. Внаслідок чого криві 2 і 3 на рис.3.1 можна пояснити перерозподілом електронів між зоною провідності (з більшою рухливістю) і домішковою зоною (з малою рухливістю). Криві 2 і 3, побудовані в координатах ІпR_х = f (1/Т), дають можливість визначити енергетичний зазор між домішковою зоною і зоною провідності. Так, при х = 0,02 Е₀ ⁼ 0,013 еВ, при х = 0,03 е₀ - 0,034 еВ. Як бачимо, при зростанні х енергетичний зазор між вказаними зонами збільшується. Таким чином, поряд з дуже мілкими донорними центрами з енергією активації ~ 10^-4еВ, провідність ТР визначається також глибокими рівнями з E ~ 10^-2еВ, що утворюють домішкову зону при сильному виродженні.

Як уже відмічалось, для всіх досліджуваних зразків ТР застосовний критерій сильного легування напівпровідників. У таких матеріалах внаслідок флуктуацій концентрації заряджених домішок густина електронних станів не перетворюється в нуль на межі дозволених зон, а експоненціальне зменшується вглиб забороненої зони [9]. Глибина найбільш імовірних потенціальних ям ~ 40-50 меВ. Відомо, що такі ями мають зв'язані електронні стани, так що [²/ (2т_пr²)] - ¹ ? 2 і тунелювання електронів під бар'єром мало імовірно. Можна передбачити, що такий потенціальний рельєф не повинен приводити до зменшення оптичної ширини забороненої зони. Разом з тим, як буде показано розділі IV, ми спостерігали поглинання фотонів з дефіцитом енергії: = Е_g - hщ > 0. В роботі [56] це пов'язується з наявністю флуктуацій концентрації заряджених домішок меншого масштабу, які дають більш мілке спотворення потенціального рельєфу на фоні глибоких потенціальних ям. Велика відмінність ефективних мас електронів І дірок у ТР ( ? 50, якщо вважати, що т_р рівне ефективній масі дірок чистого ІпSb) приводить до того, що цей більш мілкий потенціальний рельєф не буде впливати на електрони, в той час як дірки з більшою ефективною масою можуть мати зв'язані стани в мілких потенціальних ямах. В цьому випадку розподіл в просторі енергетичних рівнів валентної зони повторює рельєф дрібномасштабного потенціалу, структура зони провідності при цьому залишається незмінною. Інакше кажучи, така ситуація приводить до того, що хвіст густини станів, що відповідає за поглинання квантів, менших за ширину забороненої зони, утворюється лише біля валентної зони, а біля зони провідності його не буде.

Одержані в цьому розділі результати і зроблені на їх основі висновки будуть використані при інтерпретації результатів дослідження оптичного поглинання в зразках ТР.

Електропровідність твердого тіла з концентрацією носіїв заряду п виражається відомою формулою

у = еµn,

де µ - рухливість носіїв заряду. Вона визначається розсіянням носіїв на порушеннях періодичності кристалічної ґратки і при пружному розсіянні в напівпровіднику з простою параболічною зоною рівна [1]:

ф ~ Е^rТ^Sт*^t

де (ф) - середній час релаксації, а m* - ефективна маса.

В більшості випадків час релаксації є степеневою функцією енергії носіїв, температури і ефективної маси:

Якщо в процесі зіткнень випромінюється або поглинається один фонон при розсіянні на акустичних коливаннях ґратки: r = - 1/2; s = - 1 t = - 3/2.

Розгляд розсіяння на іонізованих домішках звичайно приводить до результату, який приблизно описується параметрами r = 3/2, s - 0, t - 1/2. Однофононне розсіяння на полярних оптичних коливаннях характеризується степеневою залежністю часу релаксації і температури лише при температурах, значно більших від характеристичної температури И_l= (щ_l) /k₀, де щ_{l -} частота повздовжніх оптичних коливань.

Величину И звичайно називають температурою Дебая. При Т >> И_l r = 1/2, s = - 1, t = - 1/2. При Т << И_l час релаксації не залежить від енергії, а його температурна залежність виражається формулою:

ф ~ е ^{Иl /T} - 1.

У випадку непружних зіткнень поняття часу релаксації ввести неможливо. Рухливість у цьому випадку описується більш складними формулами, ніж (6).

Усереднення часу релаксації по енергіям проводиться слідуючим чином:

де f (Е, Е_f} - функція розподілу Фермі, а k - квазіімпульс носіїв заряду.

У випадку класичної статистики, усереднення приводить до степеневої залежності (ф) від температури:

µ_кл ~ Т^2+s

Наприклад, при розсіянні на акустичних фононах /л_кл ~ Т~³/². У випадку виродженої статистики похідна (-дf/де) близька до дельта-функції д (Е - Е_g}, де Е_g енергія Фермі, отже (ф) = ф (Е_g). Якщо енергія Фермі від температури не залежить,

µ_вир. ~ Т^s.

При довільному ступені виродження у випадку параболічної зони рухливість виражається через інтеграл Фермі. Наприклад, при r = - 1/2 (акустичне розсіяння):

де інтеграл Фермі дорівнює

,

і приведений рівень Фермі

,

Але слід відмітити, що жоден о описаних вище простих випадків не має місця для більшості напівпровідників. Часто різні механізми розсіяння суттєві при одних і тих же концентраціях і температурах. При цьому обернений час релаксації, що визначається г-м механізмом розсіяння, дорівнює сумі

¹

і залежність ф (Е) не має степеневого характеру. Звичайно вважають, що час релаксації

ф ~

де с - густина станів, М - матричний елемент взаємодії електрона з розсіюючим об'єктом.

Передбачається, що матричний елемент залежить від величини квазіімпульсу так, як і у випадку параболічної зони. Зокрема, при розсіянні на акустичних коливаннях він не залежить від квазіімпульсу і величина тр не змінюється з енергією. Таким чином, вплив непараболічності на залежність часу релаксації від квазіімпульсу проявляється тільки через густину станів.

В кристалах ТР рухливість електронів, визначена з вимірів ефекту Холла і електропровідність при достатньо високих температурах змінюються з температурою і концентрацією носіїв заряду досить складним чином. Для зразків з концентрацією електронів п - 2 х 10¹⁸см~³ (х = 0,01) і п = 6 10¹⁸см^-3 (х = 0,05) рухливість в температурному інтервалі 77-700 К залишається постійною (криві 1 і 4). Така температурна залежність рухливості характерна для металів, де спостерігається явище залишкового опору. Для обчислень µ (Т,n) використовувалась формула з [10], одержана для розсіяння електронів на екранованому кулонівському центрі у виродженому напівпровіднику:

де п_d - концентрація заряджених центрів у електронному напівпровіднику з повністю іонізованими донорами рівна концентрації електронів п.

Формула (17) виведена на основі припущення, що потенціальна енергія електрона на відстані т від однозарядного розсіюючого центра рівна

Рис. 4. Температурна залежність рухливості електронів ТР (InSb) _1-x (CdTe) _x.

С'клад ТР x:

1 0.01: 2 0.02: 3 0.03: 4 0.05.

де r_е - радіус екранування, рівний у випадку сильного виродження

При п ~ 10¹⁸см^-3 результати розрахунків по формулі (17) з точністю до 20-25% співпадають з експериментальними. Крім того, рухливість згідно (17) і (17а) зменшується із зростанням концентрації по закону, близькому до µ ~ 1/n^1,4. Величина е у нашому випадку приймалась рівною значенню діелектричної проникності для ІпSb (е = 16,5). При п = 6 10¹⁸см^-3 радіус екранування, згідно (19), складав ~ 10^-6 см.

Таким чином, можна зробити висновок, що розсіяння носіїв заряду для складів х = 0,01 і х = 0,05 в широкому температурному інтервалі відбувається головним чином на екранованому кулонівському центрі, тобто подібне розсіянню на нейтральних домішках.

При зменшенні концентрації розсіюючих центрів в результаті їх взаємної компенсації при утворенні нейтральних комплексів типу (СdTe) ⁰, величина і характер температурної залежності рухливості змінюються. Аналіз кривих 2 і 3 на рис.4 показав, що в температурному інтервалі 100-400 К рухливість електронів спочатку збільшується як µ ~ Т^б, де при х = 0,02 б = 2,5, при х = 0,03 б = 2,2, а потім в температурній області Т > 400К, спадає за законом, близьким до µ ~ Т^-1 (х = 0, 002) і µ ~ Т^-0,6 (х = 0, 03). Криві типу 2 і 3 спостерігались для зразків з концентрацією вільних електронів менших, ніж для кристалів складу (х = 0,01 і х = 0,05). Можна чекати, що при порівняно малих концентраціях вільних електронів ступінь екранування кулонівського потенціалу домішкових центрів зменшиться і механізм розсіяння носіїв заряду зміниться.

Згідно [4] рухливість в невироджених напівпровідниках при розсіянні на іонах домішок визначається формулою µ ~ Т³/². Але, як видно з рисунка, рухливість збільшується при зростанні температури в інтервалі 100 - 400К швидше, ніж за законом µ ~ Т³/².

Носії заряду можуть розсіюватись також на неоднорідностях кристалічної ґратки, викликаних її деформацією домішковими іонами. Але оцінки ефективності таких процесів по теорії [9,12] показали, що переріз розсіяння на неоднорідностях, зумовлений деформацією розтягу, на порядок, а деформацією зсуву - на три порядки менший від розрахованого за експериментальними даними.

Такі дефекти ґратки, як дислокації, можуть розсіювати носії і сильно впливати на рухливість, особливо при низьких температурах. Дислокації можуть захоплювати електрони, дірки і іони і поводити себе подібно до заряджених ліній. Ці лінії оточені циліндричною областю заряду протилежного знаку. Велика розбіжність рухливостей, виміряних на різних зразках може бути результатом впливу дислокацій, але температурна залежність рухливості при розсіянні на дислокаціях набагато слабша від одержаної нами експериментальне [11]. Виходячи із сказаного, можна передбачити, що хід µ (Т) для складів (х = 0,02.0,03) пов'язаний з тим, що при зростанні температури частина електронів переходить з домішкової зони з низькою рухливістю в зону провідності. Як уже відмічалось, відокремлення домішкової зони від зони провідності спостерігається при зниженні концентрації електронів у вказаних зразках. Енергетичний зазор між зонами залежить від концентрації і для нашого випадку знаходиться в межах 0,013-0,034 еВ.

Таким чином, швидке зростання рухливості при нагріванні (100-400К), очевидно, зумовлено двома основними механізмами - температурним переведенням частини електронів з домішкової зони (з малою рухливістю) в зону провідності (з великою рухливістю) і розсіянням носіїв заряду на заряджених центрах. Зменшення рухливості при Т > 400К за законом, близькому до µ_n ~ Т^-1 і µ_n ~ T^-0,6, можна пов'язати з поєднанням кількох механізмів: розсіянням електронів на акустичних коливаннях (µ_п ~ Т^-3/²), розсіянням на іонах домішок (µ_n~ Т³/²) і переведенням частини електронів з домішкової зони е зону провідності.

Слід також відмітити, що, як було показано в [13], закон зменшення рухливості в області високих температур можна пояснити температурною залежністю ефективної маси. Величина температурної залежності в більшості випадків узгоджується, хоч і досить грубо, с температурним ходом ширини забороненої зони [13]. Проте, у нашому випадку вказаний закон спадання рухливості, очевидно, не має місця.

Зроблені вище висновки про переважні механізми розсіяння е ТР підтверджуються і проведеними нами незалежно комплексними вимірюваннями температурних залежностей термоЕРС б (Т) та холлівської концентрації п (Т) в інтервалі температур 160-400 К [14-15].

За даними цих вимірювань розраховувались величини приведеного рівня Фермі (Т). З другого боку, залежність п (Т] розраховувалась за формулою Колодзейчака [16]:

(20)

де - інтеграл Колодзейчака;

в = (kT) /Е_g;

- приведений інтеграл Фермі.

Величини Е_g та m* брались з оптичних вимірювань (розділ IV).

З порівняння експериментальної залежності п (Т) з теоретичними за формулою (20) можна оцінити m* для ТР різних складів. Дані, наведені в [14-15] добре узгоджуються з описаними у розділі IV, отриманими з вимірювань оптичного відбивання в області плазменного резонансу. Так, m* залежала від хімічного складу кристалів ТР та концентрації носіїв заряду і при 150.170 К змінювала свою величину в межах (0,009.0,022) m₀ при 0,001 < х < 0,03, при х 0,01 вона набувала мінімального значення 0,009? тго При Т=290.300 К мінімальне значення т* рівне 0,017m₀, діапазон зміни m* для вказаної області складів ТР - (0, 017. О, 037) m₀.

Зменшення ефективної маси електронів в області 0, 01 < х < 0,02 може бути пов'язане з опусканням дна зони провідності, яке досягає максимуму у вказаній області складів ТР. Причиною цього може бути деформація кристалічної ґратки та зміна її параметра (розділ II).

1. На залежності концентрації вільних носіїв зарядів від складу в області х = 0,02 - 0,03 виявлено мінімум, який пов'язується з утворенням в ТР нейтральних комплексів типу (СdTe) ⁰ та інших. Показано, що доля іонів об'єднаних в такі пари, складає не менш 98%. Зменшення числа розсіюючих центрів в сплаві супроводжувалось збільшенням рухливості електронів, яка досягає максимуму при х = 0,02.0,03.

2. Для сильно вироджених сплавів х = 0,01 і х = 0,05 рухливість не залежить від температури, тоді як при частковому знятті виродження (х = 0,02.0,03) в температурному інтервалі 100 - 400К спостерігається різкий ріст рухливості µ_п ~ T^2,5ч1,9, а в області 400 - 700 К рухливість зменшується як µ_n ~ Т^-1.

3. Із аналізу температурної залежності рухливості при частковому знятті виродження, встановлено, що між домішковою зоною і зоною провідності утворюється енергетичний зазор величиною

Е = 0,013 ч0, 034 еВ.

1. Ансельм А.И. Введение в теорию полупроводников. - М.: Наука, 1978. - 574 с.

2. Маделунг О. Физика полупроводникових соединений элементов III и V групп. - М.: Мир, 1967. - 467 с.

3. Бонч-Бруевич В.Л., Калашников С.Г. Физика полупроводников. - М.: Наука, 1977. - 670 с.

4. Смит Р. Полупроводники. - М.: Мир, 1982. - 549 с.

5. Мотт Н., Туз У. Теорія проводи мости по примесям // УФН. - 1963. - V.79 - P.691 - 697.

6. Davis T., Comton W.compensation Dependens of Impurity Conductiony - Doped Germanium // Phys. Rev. - 1965. - V.140. - A2188.

7. Мирзабаев М., Наумов Ю.П., Прокофьева С.П., Саидов А.С., ТуркевичВ.М., Шмарцев Ю.В. Влияние магнитного поля на энергию активации Е₂ в германии n - типа // ФТП. - 1968. - 2. - №6. - С.1097 - 1100.

8. Хилсум К., Роуз-Инс А. Полупроводники типа А³В⁵. - М.: ИЛ, 1963. - 305 с.

9. Шкловский Б.И., Эфрос А.Л. Электронные свойства легированных полупроводников. - М.: Наука, 1979. - 396с.

10. Xu Jainer, Gong Yagin, Zheng Gouzhen, Guo Sholing. Effect of impurity compensations on nonlinear conductivity in n-type InSb material // J. Semicond. - 1991. - 12. - № 6. - P.338 - 345.

11. Анищенко В.А., Бродовой В.А., Вялый Н.Г., Викулов В.А., Кнорозок Л.М. Влияние комплексообразования на электрические свойства кристалов твердых растворов (InSb}i-_x (CdTe) _x // Российская

12. академия наук. Неорганич. материалы. - 1993. - Т.29. - N2. - С. 197-199.

13. Tsukioka Kunio. Electron mobility in InSb at intrinsic condaction range // Men. Fac. Eng. Tamagawa Univ. - 1990. - № 25. - P.47 - 62.

14. Аніщенко В.А., Вялый Н. Г, Кнорозок Л.М., Пердій В.О. Про механізми розсіяння електронів в ТР (InSb) _x (CdTe) _1-x // Тез. Доп. II української конференції "Матеріалознавства і фізика напівпровідникових фаз змінного складу." - Ніжин. - 1993. - Ч.3. - С.322.

15. Аніщенко В.А., Вялый Н. Г, Кнорозок Л.М. Про механізм розсіяння електронів в ТР (InSb) _x (CdTe) _1-x n-типу. // Наукові записки Ніжинського державного педагогічного інституту, серія фізмат наук. - Ніжин. - Т. XV. 1995. - С.87 - 91.

16. Аскеров Б.М. Электронные явления переноса в полупроводниках. М.: Наука, 1985. - 320с.

Размещено на Allbest.ru