Propriétés de transport de l'antimoniure d'indium à densité de porteurs libres contrôlée par un niveau à relaxation de réseau

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Submitted on 1 Jan 1984

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Propriétés de transport de l’antimoniure d’indium à densité de porteurs libres contrôlée par un niveau à

relaxation de réseau

A. Kadri, M. Baj, K. Zitouni, R.L. Aulombard, C. Bousquet, J.L. Robert, L.

Konczewicz

To cite this version:

A. Kadri, M. Baj, K. Zitouni, R.L. Aulombard, C. Bousquet, et al.. Propriétés de transport de l’antimoniure d’indium à densité de porteurs libres contrôlée par un niveau à relaxation de réseau.

Revue de Physique Appliquée, Société française de physique / EDP, 1984, 19 (3), pp.215-221.

�10.1051/rphysap:01984001903021500�. �jpa-00245185�

Propriétés ^de transport ^de l’antimoniure d’indium à densité de porteurs ^libres

contrôlée _par un niveau à relaxation de réseau

A. Kadri, ^M. Baj (*), ^K. Zitouni, ^{R. L.} Aulombard, ^C. Bousquet, ^{J. L. Robert} G.E.S.-U.S.T.L., place Eugène Bataillon, ³⁴⁰⁶⁰ Montpellier Cedex, ^France

et L. Konczewicz

Centre de Recherches des Hautes Pressions, Académie des Sciences de Pologne, Varsovie, Pologne (Reçu ^le 25 juillet ^1983, révisé le 4 novembre, accepté le 29 novembre 1983)

Résumé.

Nous avons étudié les propriétés ^de transport (conductivité électrique ^{et effet} Hall) ^de l’antimoniure d’indium à faible densité de porteurs ^libres (1011 ^{cm-3 n 1014} cm-3) ^{dans le domaine de} température ^{2 K-}

95 K. Ces faibles densités de porteurs ^{libres ont été obtenues} par piégeage ^{à T} > 140 K et sous haute pression hydrostatique (P ~ ¹⁴ kbars) ^des électrons de la bande de conduction sur des états localisés fortement couplés ^au

réseau cristallin. A basse température (T ⁷⁷ K), les électrons restent piégés ^{sur ces} états même lorsque ^la pression hydrostatique ^est enlevée. En utilisant ce « réservoir » d’électrons, ^{il est} possible de faire varier la densité de porteurs libres sur une large gamme dans un même échantillon. Lorsque ^la densité de porteurs ^{libres est} fortement réduite et à T 20 K, les résultats obtenus sur deux échantillons différents permettent d’observer le passage d’une ^con- ductivité métallique ^{à une} conductivité thermiquement activée. Ce passage ^est lié à l’apparition ^d’une énergie d’ionisation finie du niveau donneur hydrogénoïde. A T > 40 K, indépendamment de l’échantillon étudié, ^un

niveau d’impureté profond ^{est actif.}

Abstract.

Electrical transport (electrical conductivity ^{and Hall} effect) studies have been performed ^{on n-InSb}

with _very low free carrier concentrations (1011 ^{cm-3 n 1014} cm-3) ^{in the} temperature range 2 K-95 K.

The low free carrier concentrations have been obtained at T > 140 K and under high hydrostatic pressure

(P ~ ¹⁴ kbar), by ^means of trapping of conduction band electrons on localized defect states strongly coupled ^{to the}

lattice. At low temperature (T ⁷⁷ K) ^the trapped electrons remains bound even when the pressure is removed.

Then using ^lattice coupled ^{defect states as a}

^{tank » of} electrons, ^{it is} possible ^to change the free electron concen-

tration in a wide range in the ^same sample. The results obtained on two different samples ^show that, ^{at T 20 K} and when the free electron concentration is strongly decreased, ^{we observe a} transition to activated conductivity

related to the rise in a finite ionization energy of the shallow donor level. Non regard ^to the studied sample, ^at

T > 40 K a deep impurity level becomes active.

Classification

Physics ^Abstracts

72.00

72.80E - 72.20

1. Introduction.

Dans n-InSb, ^le passage d’une conductivité métallique

à une conduction thermiquement activée à bas§e température ^{est obtenu} par différentes méthodes permettant de réduire le recouvrement des fonctions d’ondes électroniques des états d’impureté ^voisins.

Parmi ces méthodes, ^on distingue :

-

Celles qui provoquent ^un accroissement de la distance entre les centres d’impureté par la diminution du dopage [1] ^ou par l’introduction d’un taux élevé

d’accepteurs [2-4].

(*) ^Adresse permanente : Institut de Physique Expéri- mentale, Université de Varsovie, Varsovie, Pologne.

-

Celles qui agissent ^sur le rayon de Bohr par

l’application ^d’une perturbation ^telle que le champ magnétique [5], auquel ^on peut associer la pression hydrostatique [6].

Dans des travaux précédents [7, 8], nous avons

envisagé ^{une autre} possibilité pour induire des effets similaires dans InSb : les propriétés d’un niveau

d’impureté ^fortement couplé ^{au réseau permettent}

d’obtenir et de contrôler de très faibles densités de porteurs libres dans un même échantillon.

Dans le présent travail, ^{nous avons} développé ^cette

étude jusqu’aux ^{très basses} températures (jusqu’à

2 K) dans des échantillons différents _par leur taux de

compensation.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/rphysap:01984001903021500

216

2. Propriétés ^des défauts fortement couplés ^{au réseau}

dans InSb.

Les mesures d’effet Hall en fonction de la pression

ont montré l’existence dans n-InSb non dopé (ND ¹⁰¹⁴ cm-3) [9-11] de deux niveaux différents originaires ^{d’un même défaut non} identifié de densité totale _ 1014 cm- 3. L’un de ces niveaux, ^{situé à la} pression atmosphérique ^{à 140 meV} au-dessus du bas de la bande de conduction, ^est dû à des états fortements

couplés ^{au réseau} cristallin [11]. ^Ce couplage ^est responsable ^{de la} grande relaxation de réseau qui

accompagne le changement des états électroniques

de ces défauts. Ceci indique que, dans les _processus de réexcitation et de recombinaison, les électrons libres et les électrons liés doivent franchir ^une grande ^barrière

de potentiel. ^{Dmowski et} collaborateurs [12] ^ont

montré _que les transitions électroniques ^ne peuvent

se faire _{que par} le sommet de cette barrière ; ^la pro- babilité de l’effet tunnel étant quasiment ^nulle.

Pour changer l’occupation électronique ^{des états}

de défauts à fort couplage ^{de réseau} (D.F.C.R.), ^{il faut} appliquer ^une pression hydrostatique suffisante à haute température (T > 140 K). ^Le coefficient de

pression du niveau D.F.C.R. est de - 20 meV/kbar [9]

par rapport ^{à la} bande centrée en K (0, 0, 0).

A p > 7 kbars ce niveau entre dans la bande interdite et, ^{si la} température ^est maintenue suffisamment élevée

( T > 140 K), ^{il en résultera un} piégeage des électrons de la bande de conduction. Si, toujours ^à pression élevée (P > 7 kbars), ^on refroidit l’échantillon à T 77 K, les très faibles taux d’émission et les faibles sections efficaces de capture des D.F.C.R. [12] per- mettent d’obtenir une occupation métastable hors

équilibre. ^{En d’autres} termes, du fait de la grande

barrière de potentiel, les électrons restent piégés ^{sur les}

D.F.C.R. même si la pression atmosphérique ^est

rétablie à T 77 K. Ainsi, ^on peut ^{atteindre une} densité de porteurs ^libres beaucoup plus ^faible que celle de l’échantillon initial.

A T ~ 100 K, ^la réexcitation des électrons piégés

sur les D.F.C.R. se produit ^{selon une} cinétique ^assez

lente caractérisée _par une constante de temps ^{de l’ordre} de quelques ^minutes [10, 11]. ^{Il est donc} possible ^à

cette température d’augmenter d’une manière con-

trôlée la densité de porteurs libres. Pour obtenir une

nouvelle distribution métastable des électrons entre les D.F.C.R. et la bande de conduction, il suffit de refroidir l’échantillon à une température ^{T 100 K}

avant que l’équilibre ^ne soit atteint. On peut procéder

ainsi de suite et obtenir à chaque cycle ^{une nouvelle}

distribution des porteurs jusqu’à la réexcitation com-

plète des électrons initialement piégés ^sur les D.F.C.R.

On obtient alors un comportement correspondant

à celui d’un échantillon qui ^n’aurait pas été soumis

au traitement _par haute pression hydrostatique pré-

cédemment évoqué. C’est-à-dire un échantillon dans

lequel ^{les D.F.C.R. ne seraient} pas intervenus.

Nous voyons ainsi _que les propriétés des D.F.C.R.

nous permettent ^{non seulement} d’atteindre de très

faibles densités de porteurs libres, mais aussi de les faire varier sur une large gamme dans un même échantillon.

3. Expérience.

Dans ces expériences, nous avons utilisé deux échan- tillons de n-InSb non intentionnellement dopés ^et possédant ^{des taux de} compensation différents. Les

paramètres ^{de ces} échantillons mesurés à T

77 K et à pression atmosphérique ^sont reportés ^{dans le}

tableau I. Dans ce tableau, ^nous reportons ^{aussi les} paramètres de l’échantillon E17, utilisé précédem-

ment [7].

Les échantillons de forme parallélépipédiques ^ont

été mécaniquement polis puis ^{soumis à une} attaque chimique ^{dans une} solution de CP4-A. Les contacts

électriques ^ont été alors réalisés _par soudure en uti- lisant des billes d’indium dopé ^au tellure à 1 %.

On a procédé ensuite, ^{une nouvelle} fois, ^à l’attaque chimique dans la solution de CP4-A.

Le traitement « haute pression hydrostatique ^et température » ^a été alors effectué de la manière suivante :

L’échantillon est disposé ^{sur son} support ^{dans une} cellule haute pression ^en cuivre-béryllium. ^{Dans cette} cellule, ^la pression hydrostatique peut ^monter jusqu’à

15 kbars à l’aide d’un compresseur à _gaz hélium.

L’échantillon sous haute pression hydrostatique (p > 13 kbars) ^est ensuite refroidi à 77 K. Puis tout en

diminuant très lentement la température ^vers 4,2 K, la pression ^est graduellement ^enlevée.

Les mesures du coefficient de Hall et de la résistivité

électrique ^{ont été} réalisées à l’aide d’une méthode standard en courant continu. Le champ magnétique, disponible ^dans la gamme (100-6 000) G, ^a permis ^des

mesures d’effet Hall jusqu’à des valeurs d’induction

magnétique ^assez faibles. Ceci permet ^{d’éviter les} effets de gel magnétique ^{à basse} température. ^Pour

s’affranchir de l’ionisation _par impact des donneurs lors des _mesures, le champ électrique ^{dans le} spécimen

a été constamment maintenu à une valeur beaucoup plus ^faible que E critique - ^{100 mV cm-1} [13].

L’ohmicité des mesures a toujours été testée.

Les températures inférieures à 4,2 ^{K ont été obtenues}

par pompage au-dessus du bain de He4. Dans ce

domaine, ^la température ^{a été} déterminée simul- tanément _par la mesure de la pression ^de vapeur de He4 et à l’aide d’une résistance de carbone étalonnée.

Tableau I.

Valeurs de (ND - NA), ^K

NAIND,

p et pH mesurés à la pression atmosphérique ^{et à}

T

77 K.

[Values ^of (ND - NA), ^K

NA/ND, ^{p and} IÀH ^at

atmospheric pressure and T

77 K.]

Les valeurs de la température au-dessus de 4,2 ^{K ont} été mesurées au moyen de la résistance de carbone ainsi _que d’un thermocouple ^en cuivre-constantan.

Toutes ces mesures ont été réalisées en l’absence de

champ magnétique.

4. Résultats expérimentaux.

Après avoir achevé le traitement _par haute pression hydrostatique ^tel qu’il ^a été décrit précédemment ^et lorsque ^la pression atmosphérique ^{a été} rétablie à T

4,2 K, ^la résistivité électrique ^{croît considé-}

rablement et peut même atteindre des valeurs diffi- cilement mesurables.

Dans le présent travail, ^{nous nous} limiterons au

domaine où la résistivité électrique ^et l’effet Hall étaient parfaitement mesurables.

Pour chacun des échantillons E18 et E20, ^nous reportons, ^{sur les} figures ^{1 et 3} respectivement, ^un

réseau de courbes expérimentales donnant la variation de la résistivité électrique p ^en fonction de l’inverse de la température dans le domaine 2 K-95 K. Sur les

figures ^{2 et} 4, ^nous représentons la variation corres-

pondante de la concentration de Hall nu déduite du coefficient de Hall mesuré à faible champ. ^{Les résultats} précédemment ^obtenus [7] pour l’échantillon E17 entre 4,2 ^{K et 95 K sont montrés sur les} figures ^{5 et 6.}

Sur chacune des figures 1, 2, 3, 4, ^{5 et} 6, chaque

courbe notée (a), (b), (c) ^et (d) correspond ^{à une}

distribution métastable différente des électrons entre

Fig. 1.

^Variation de la résistivité électrique ^en fonction de l’inverse de la température pour l’échantillon E18.

[Variation of the electrical resistivity ^versus reciprocal temperature ^{for the} sample E18.]

REVUE DE PHYSIQUE

APPLIQUÉE.

19,

3,

1984

Fig. ^2.

Variation de la concentration de _{Hall nH =} 1/RH e

en fonction de l’inverse de la température pour l’échantillon E18.

[Hall concentration nH

1/RH e ^versus reciprocal tempe-

rature for the sample E18.]

Fig. ^3.

Variation de la résistivité électrique ^{en fonction}

de l’inverse de la température pour l’échantillon E20.

[Variation ^{of the} electrical resistivity ^versus reciprocal temperature ^{for the} sample E20.]

15

218

Fig. ^4.

Variation de la concentration de Hall nH

1/RH e

en fonction de l’inverse de la température pour l’échantillon E20.

[Hall concentration nH

1/RH e ^versus reciprocal tempera-

ture for the sample E20.]

Fig. ^5.

Variation de la résistivité électrique ^{en fonction}

de l’inverse de la température pour l’échantillon E17.

[Variation of the electrical resistivity ^versus reciprocal temperature ^{for the} sample E 17.]

Fig. ^6.

Variation de la concentration de ^{Hall nH}

^{1/RH e}

en fonction de l’inverse de la température pour l’échantillon E17.

[Hall concentration nH

1/RH e ^versus reciprocal tempe-

rature for the sample E17.]

la bande de conduction et les D.F.C.R. Les lettres latines (a), (b), (c) ^et (d) correspondent ^{dans cet ordre}

à un nombre de plus ^en plus faible d’électrons piégés

sur les D.F.C.R. La courbe (e) correspond à la situation où les D.F.C.R. n’interviennent plus. Cette situation est équivalente à celle d’un échantillon qui ^{aurait été}

refroidi à la pression atmosphérique.

Le passage d’une courbe à une autre est obtenu

grâce ^{au lent} processus de réexcitation à ^{T ~} 100 K des électrons piégés. ^{Il est à noter} que du fait de l’existence de la barrière de potentiel qui sépare ^les

états des D.F.C.R. des états de la bande de conduction,

les différentes courbes sont entièrement reproductibles

tant que T 77 K, ^car au-dessus de cette température

la relaxation quoique ^très lente devient effective.

Les résultats présentés ^{sur les} figures 1, 2, 3, 4, ^{5 et 6}

montrent que le comportement dépend pour ^un échantillon donné du nombre d’électrons piégés ^{sur les}

D.F.C.R. A densité de porteurs piégés comparable,

les échantillons E 17 et El 8, qui ^{ont des} caractéristiques

sensiblement voisines (voir ^Tableau I), présentent

sur les courbes (b), (d) ^et (e) ^des figures ^{1 et 2 d’une}

part ^{et 5 et 6 d’autre} part, des variations pratiquement identiques. ^Par contre, l’échantillon E20, caractérisé par ^une forte compensation, présente ^{à très faible}

densité de porteurs ^{libres un} comportement ^différent

(Figs. ^{3a et} 3b).

Dans tous les _cas, lorsqu’un ^nombre important

d’électrons est piégé ^{sur les} D.F.C.R., ^{on observe} (Figs. 1, 3, 5) ^un accroissement considérable de la résistivité à basse température ^et l’apparition ^d’une

nette activation thermique ^{avec deux} régions ^dis-

tinctes : une forte activation dans le domaine 95 K- 30 K, suivie d’une activation plus ^{faible à} plus ^basse température. ^Ceci correspond pour nH (Figs. 2, 4, 6)

à une forte décroissance dans l’intervalle 95 K-40 K, suivie d’un plateau ^de saturation entre 40 K et 15 K

puis ^{d’une nette mais} plus faible décroissance. Ce caractère thermiquement ^{activé de} p ^et de nH s’estompe graduellement lorsque le nombre d’électrons piégés

sur les D.F.C.R. diminue.

5. Analyse ^{des résultats} expérimentaux.

La courbe (i) reportée ^{sur les} figures 2,4 ^{et 6} correspond

à la variation de la densité de porteurs intrinsèques

définie _{par :}

où Nc ^et Nv ^sont respectivement les densités équi-

valentes d’états dans la bande de conduction et dans la bande de valence et Eg ^{est la largeur} de la bande interdite.

Il apparaît clairement d’après ^les figures 2, ^{4 et 6}

que le rôle joué par le comportement intrinsèque ^est négligeable ^{dans tout le} domaine de température

considéré (2 ^K-95 K).

Les résultats obtenus ici suggèrent ^{une similitude}

avec ceux observés sur différents échantillons dans

lesquels ^{un taux élevé de} compensation ^a été introduit

[2-4,14].

Comme il a été montré dans notre travail précédent [7], ^la variation de _p et de nH ^{entre 95 K et 40 K est due}

à la déionisation d’un niveau donneur profond. ^Ce

niveau donneur a été également observé dans des échantillons fortement compensés [2-4]. ^{Selon cer-}

taines hypothèses [15, 16], ^ce niveau serait dû à un

complexe ^formé par des lacunes ou des interstitiels d’indium et des atomes d’oxygène. ^{Des études sous} pression [17] ^{ont montré} que le coefficient de pression

de ce niveau est proche de celui du minimum L de la bande de conduction.

Pour le comportement ^{à basse} température ( T ³⁰ K), les résultats obtenus sur tous nos échan- tillons permettent ^{de faire un} certain nombre de remarques :

1. Lorsque ^la densité de porteurs ^{libres est fortement} réduite (Figs. ^{2a et} 4a), les valeurs de l’énergie ^d’acti-

vation à basse température ^sont beaucoup plus ^faibles

que celles reportées dans les références [3, 4, 14].

Dans ces travaux, la condition de fort dopage ND aH3 > 1 (où aH* ^{est le} rayon de Bohr effectif et ND

est la densité de centres donneurs) ^et la condition de très forte compensation ^K

N AI ND -+ ¹ sont toutes les deux satisfaites ; ^{la forte} activation observée (de

l’ordre d’une dizaine de meV) ^est alors attribuée aux

fluctuations de potentiel ^à grand rayon d’action [18].

Nos échantillons sont par ^contre faiblement dopés (ND ¹⁰¹⁴ cm-3). ^De plus, ^{le taux de} compensation

des échantillons E17 et E18 est faible et reste modéré pour l’échantillon E20. Ceci est confirmé _par les valeurs de la mobilité à 77 K (voir ^Tableau I). ^Les

effets du désordre _y sont donc négligeables.

2. L’écrantage des fluctuations de potentiel ^{par les} porteurs ^libres jouant ^un rôle essentiel dans les effets du désordre, ^une forte diminution de la densité de ces

porteurs ^se traduirait _par un accroissement consi- dérable de l’énergie d’activation [18]. Contrairement à ceci, ^les figures 2, ^{4 et 6 montrent} que l’énergie

d’activation à basse température (T ³⁰ K) ^{ne varie}

que faiblement d’une courbe à l’autre lorsque ^la

densité de porteurs libres diminue dans un échantillon donné. De plus ^cette énergie ^{tend à saturer aux} plus

faibles densités de porteurs ^libres (voir Figs. 2a, ^2b

et 4a, 4b).

3. Lorsque ^le nombre d’électrons piégés ^{sur les}

D.F.C.R. augmente, ^le plateau de saturation qui apparaît ^{entre 40 K et 20 K se} déplace ^vers des valeurs de plus ^en plus faibles de nH (Figs. 2, 4, 6). ^{Ceci montre}

que la conduction à basse température ^est gouvernée

par ^un nombre de donneurs ND ^de plus ^en plus petit.

Ce résultat est en accord avec les travaux cités en

références [9-12], qui ^{ont montré} que dans n-InSb les états D.F.C.R. et les états purement électroniques

sont deux configurations possibles ^{pour une même} impureté.

Dans n-InSb, la densité critique NC ^à laquelle ^se produit la transition métal-non métal (T.M.N.M.)

au sens de Mott, qui ^{est définie} par le critère

N 1/3 a* - ^{0,26 [19], est} de l’ordre de 6 x l013 cm - 3.

Nos échantillons sont donc au départ (avant ^le pié-

geage des électrons) à la limite de la transition de Mott.

Après ^{le fort} piégeage des électrons sur les D.F.C.R.,

la densité de donneurs ND ^devient beaucoup plus

faible _que NC, ^ce qui correspond ^à l’apparition ^d’une

conductivité thermiquement ^activée (Figs. 1, 2, 3, 4, ⁵

et 6).

Partant de ces considérations ^et pour expliquer ^nos

résultats expérimentaux, nous avons envisagé ^le

modèle présenté ^{sur la} figure ^{7. Dans ce} modèle,

nous tenons compte ^des contributions suivantes :

a) ^{Le niveau donneur} hydrogénoïde b) ^{Le niveau} d’impureté profond c) ^Les accepteurs toujours ^ionisés.

Les effets du désordre sont introduits sous forme de _queue de densité d’états de la bande de conduction

avec T comme paramètre. ^{Il a} été aussi envisagé l’élargissement du niveau donneur hydrogénoïde ^avec

un paramètre d’élargissement ^T’.

L’équation ^de neutralité s’écrit :

220

Fig. ^7.

Forme de la densité d’états N(E) de la bande de

conduction et des niveaux d’impuretés ^{utilisée dans nos}

calculs (l’échelle ^est arbitraire).

[Density ^{of states N(E)} of the conduction band and impurity

levels used in our calculations (scale ^is arbitrary).]

où N. ^est la densité totale de donneurs profonds N. ^{est la} densité totale de donneurs hydrogénoïdes NA ^est la densité d’accepteurs

nf ^est la densité de porteurs ^libres

ni ^est la densité de porteurs localisés dans la _queue de densité d’état

ng ^est la densité de donneurs hydrogénoïdes occupés

nd ^est la densité de donneurs profonds occupés.

Les résultats des calculs avec les valeurs des diffé- rents paramètres ^sont donnés dans le tableau II et

reportés ^{en trait} plein ^{sur les} figures 2, ^{4 et 6.}

Ces résultats montrent :

1. Que ^{l’on ne} peut ^{obtenir un} bon accord _que si la densité d’accepteurs ^n’excède pas ^une valeur de l’ordre de 1 x 1013 cm- 3 _pour l’échantillon E18 et 5 x 1013

pour l’échantillon E20. Ces valeurs de la compensation

sont cohérentes avec celles obtenues _{par E.} Litwin- Staszewska et co-auteurs [20] qui ^ont étudié la variation de la mobilité avec la pression hydrostatique ^à

T = 77 K.

2. Le désordre seul ne peut pas expliquer ^nos

résultats. Pour tous les échantillons l’accord n’est satisfaisant _que si le paramètre de désordre r est inférieur à 0,5 ^meV.

Dans tout le domaine de température (2 ^{K : 95} K),

le comportement ^{est alors} expliqué par l’action de deux niveaux d’impureté : les variations entre 40 K et 95 K sont dues à un niveau d’impureté profond ^de

densité totale Nd

(1 ^{x 1013 : 3 x} 1013) ^{cm - 3 et}

situé à une énergie Ed

(50 : 60) ^{meV au-dessous}

du bas de la bande de conduction.

Pour les températures inférieures à 20 K, ^{on doit} tenir compte d’un niveau donneur hydrogénoïde élargi. ^La position ^{de ce niveau ainsi} que ^son élargis-

Tableau Il.

Valeurs des divers paramètres ^utilisés

dans le calcul.

[Values ^{of the} parameters used in the calculations.]

sement dépendent pour ^un échantillon donné de la densité de porteurs ^{libres dans le} système. L’élargis-

sement du niveau hydrogénoïde, qui ^est plus important

dans l’échantillon compensé, ^est négligeable ^aux plus

faibles densités de porteurs ^{libres et} augmente ^avec

cette densité.

Pour les plus ^faibles densités de porteurs libres, l’énergie d’activation Es ^{tend vers une valeur autour}

de 0,7 ^meV. Cette valeur est proche ^de l’énergie

d’ionisation théorique du donneur hydrogénoïde ^dans

n-InSb [21].

Lorsque ^la densité de porteurs ^libres augmente

l’énergie Es ^diminue jusqu’à ^ce que le niveau hydro- génoïde devienne résonant dans la bande de conduc- tion.

Cette évolution de l’énergie d’activation du niveau donneur hydrogénoïde ^en fonction de la densité de porteurs libres dans le système ^{met en évidence une}

transition métal-non métal (T.M.N.M.). L’influence

négligeable ^{du désordre montre} que la transition est du type ^{de Mott} [19].

La nécessité de considérer l’existence du niveau donneur résonnant (Es > 0) ^{avec une} densité d’états

élargie ^{au moment} de la transition montre que la T.M.N.M. n’est _pas abrupte. Ghazali et al. [22, 23]

ont envisagé ^{une T.M.N.M.} entièrement due aux

corrélations électroniques ^{et ont montré} qu’autour

de la concentration critique, ^il y ^a coexistence dans la bande de conduction entre les états libres et les états localisés de la bande d’impureté.

Les courbes calculées d’après ^les paramètres ^du

tableau II et qui ^sont reportées ^{en trait} plein ^{sur les} figures ^{2, 4 et 6 montrent un} désaccord à basse tempé-

rature lorsque ^la densité de porteurs ^{libres est très} faible. Dans cette région, les très faibles valeurs de la mobilité permettent d’envisager l’apparition ^d’un

processus de conduction _par hopping.

5. Conclusion.

Les résultats de ce travail confirment le rôle essentiel

joué ^{dans InSb} par le niveau d’impureté ^fortement couplé ^au réseau. Celui-ci permet de contrôler et de faire varier la densité de porteurs libres dans une

gamme de très faibles valeurs (1011 ^{cm- 3 n}

1014 CM-3 ). Dans le domaine de basse température

T 20 K, l’évolution en fonction de la densité de porteurs libres de l’énergie d’activation associée au

donneur hydrogénoïde ^a permis d’observer dans un

même échantillon une transition métal-non métal.

L’influence négligeable du désordre montre que ^cette

transition est du type ^{de Mott.} Ce résultat est en

parfait ^{accord avec l’étude} que nous avons effectuée

sous fort champ magnétique ^{sur des} échantillons du même type [6, 24]. ^Dans le domaine de température

T > 40 K, ^{le rôle} joué par ^un niveau donneur profond

est mis en évidence dans tous les échantillons étudiés.

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