WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 | 4 |

к границам кристаллитов; изменение электрического 2.1. Структура пленок и модель электронпотенциала внутри кристаллитов мало по сравнению ного транспорта в них. На вставке b к рис. с его скачком на границах. Поэтому температурная схематично показано поперечное сечение ЛБ-структузависимость проводимоcти на постоянном токе отражает ры, состоящей из четырех монослоев, образованных главным образом свойства межкристаллитных барье- молекулами КПЗ (см. вставку a на рис. 2). Толщины ров. Информация об электронном транспорте внутри диэлектрических (H 25 ) и проводящих (h 10 ) кристаллитов пленки оказывается замаскированной, и бислоев определены в [12] на базе малоугловых рентизвлечь ее из результатов таких измерений практически генодифракционных измерений. Структура проводящего невозможно. слоя в общих чертах описана в работе [13] (рис. 4, a). На Покажем, что в отличие от dc-измерений с помощью основании этих данных на рис. 4, b показана детальная акустической методики измеряется величина, тесно свя- структура проводящего бислоя. Видно, что головные занная с внутрикристаллитной проводимостью. Действи- группы –DMTTF и –TCNQ в пленке собраны в отдельтельно, как отмечалось выше, затухание ПАВ в ЛЗ, ные стопки (цепочки) (аналогично упаковке молекул в покрытых проводящей ленгмюровской пленкой, опреде- объемных кристаллах TTF–TCNQ), однако расстояние ляется омическими потерями, вызываемыми взаимодей- между ближайшими стопками DMTTF и TCNQ в слое ствием высокочастотного (107-109 Hz) электрического составляет aLB 7.65, а период решетки вдоль цепополя акустической волны с носителями заряда в пленке. чек TCNQ bLB 4.76, в то время как аналогичные расНеактивационный ход проводимости, наблюдаемый в экспериментах с использованием ПАВ-методики, дает основание предполагать, что на таких высоких частотах заряд не успевает накапливаться на границах кристаллитов, вследствие чего экранирование приложенного электрического поля акустической волны объемным зарядом незначительно. Поэтому транспорт в поле такой частоты нечувствителен к наличию межкристаллитных барьеров и омические потери полностью определяются механизмом проводимости внутри кристаллитов. Фактически с помощью ПАВ-методики измеряется проводимость (, T ) поликристалла, составленного из случайно ориентированных 2D-кристаллитов с закороченными межкристаллитными барьерами (рис. 3, b).

Проводимость (, T ) может быть представлена в виде (, T ) = (T ) + ac(, T ), где (T ) — dc-проводимость 2D-поликристалла с закороченными межкристаллитными барьерами, а ac(, T ) — его ac-проводимость, которая является изотропной величиной. Задача нахож дения была решена Дыхне [11]: = 1122, где 11 и 22 — главные значения тензора проводимости кристаллита пленки. Как показано далее, на частотах порядка нескольких сотен мегагерц ac в несколько раз меньше. В результате видно, что с помощью акустической методики измеряется именно внутрикристаллитная проводимость, усредненная по всем возможным ориентациям кристаллитов. Поэтому температурные зависимости проводимости, измеряемые в этих экспериментах (набор точек 1 на рис. 2), отражают особенности, присущие электронному транспорту внутри Рис. 4. a) Схема структуры проводящего монослоя (по данкристаллитов.

ным работы [13]). Для простоты у всех молекул показаны лишь Далее мы рассмотрим на микроскопическом уровне первые два звена –CH2– боковых групп (–CnH2n+1, n = 16, 17).

структуру пленки, механизм переноса заряда внутри b) Структура проводящего бислоя. Оси стопок TCNQ и DMTTF направлены перпендикулярно плоскости рисунка.

кристаллитов и описывающие его теоретические модеaLB 7.65 [13], h/2 5, aLB = (h/2)2 +(aLB)2 9.2.

ли. Это позволит выбрать конкретные выражения для Физика твердого тела, 2004, том 46, вып. 1102 Л.А. Галчёнков, С.Н. Иванов, И.И. Пятайкин стояния в кристаллах TTF–TCNQ равны acryst/2 6.8 слабым поперечным перекрытием вдали от перехода).

и bcryst 3.8 [14]. Распространение носителей заряда Далее мы используем выражения для (T ), (T ) и в бислое происходит главным образом вдоль стопок ac(, T ), полученные в этой работе, для аппроксимации DMTTF и TCNQ, подобно тому как это имеет место измеренной температурной зависимости проводимости в объемных кристаллах; время от времени реализуется функцией (2 f, T ) = (T )(T ) +ac(2 f, T ) с 0 перескок носителей между ближайшими аналогичными целью определения параметров, характеризующих элекцепочками. Иными словами, рассматриваемая систе- тронный транспорт внутри кристаллитов.

ма квазиодномерна. Отрицательный знак коэффициента Исходя из вида экспериментальной зависимости (наХолла в наших пленках, обнаруженный в работе [15], бор точек 1 на рис. 2) наши пленки следует отнести указывает на то, что, как и в кристаллах, в пленках к системам со слабым межцепочечным перекрытием реализуется электронный тип проводимости, и заряд (t tc), в которых в соответствии с [18] наблюдаетраспространяется главным образом вдоль акцепторных ся неметаллический ход проводимости в температурстопок TCNQ. В связи с этим заметим, что рассто- ном интервале, определяемом неравенством < in(T ).

яние между ближайшими цепочками TCNQ в бислое В этом интервале на температурной зависимости просоставляет aLB = (h/2)2 +(aLB)2 9.2 (рис. 4, b), водимости можно выделить три характерные области что практически совпадает с расстоянием между бли(см. рис. 2 в [18]), режим проводимости внутри которых жайшими стопками TCNQ в объемных кристаллах [14] далее будем нумеровать римскими цифрами (I–III).

acryst = ccryst/2 9.1.

При T1 < T < T0 (режим I) поперечная проводимость Как отмечалось выше, dc-проводимость внутри описывается соотношением моттовского типа2D-кристаллита характеризуется 2 2 тензором i j.

1/ = 2e2g(F)a2 ph(t/ )2 exp -2 2T0/(Tz), (1) Одна из главных осей этого тензора параллельна cтоп- кам TCNQ, другая ось ортогональна им (рис. 3, c).

а продольная подчиняется активационному закону В системе координат, оси которой направлены вдоль главных осей тензора проводимости, i j = ikkj, где =2e2g(F)ph 2 (2 ) T0/(2T ) exp[-T0/(2T )], (2) kj — единичный тензор, а 11 = и 22 = — проводимости вдоль стопок TCNQ (продольная проводи- где T0 = /(4kB ), e — заряд электрона, g(F) = мость) и в перпендикулярном им направлении (попереч- = 1/( vFa2 ) — плотность состояний на уровне Фер ная проводимость) соответственно. Наличие примесей ми в расчете на один спин, vF — скорость Фери дефектов в цепочках TCNQ, по которым происходит ми, a — расстояние между ближайшими цепочками, распространение заряда, приводит к рассеянию элек- T1 = 3T0/(4), = ln[4kBT0/(t)], z — число блитронных волн, интенсивность которого характеризуется жайших цепочек (в рассматриваемом нами двумерном -временем электрон-примесного рассеяния. Квантовая случае z = 2; рис. 4, b), = 4vF, ph = in.

интерференция рассеянных электронных волн привоВ интервале T2 < T < T1, где T2 = T0/(22) (редит к локализации электронных состояний, изменению жим II), поперечная проводимость по-прежнему опихарактера проводимости и уменьшению ее величины.

сывается уравнением (1), а продольная определяется Взаимодействие между отдельными цепочками TCNQ, соотношениями3 (68)–(71) работы [18]. Наконец, при характеризуемое межцепочечным резонансным интеграT T2 (режим III) температурные зависимости пролом t, напротив, способствует делокализации. Наличие дольной и поперечной проводимости задаются выражеэтих двух противоположных тенденций приводит к тому, ниями4 (77)–(80) из [18]. Как показано в [18], ac прочто в зависимости от соотношения между величинами t является начиная с частот 1 = ph exp[-3T0/(2T )]:

и / квазиодномерная система с беспорядком может ac(, T ) =0 при <1 и ac(, T ) s(,T ) при находиться как в металлическом, так и в диэлектри1 2 = ph exp[-2(2T0/T )1/2], причем показаческом состоянии. Отметим, что неупругое рассеяние тель s(, T ) 1 при 2. На более высоэлектронов фононами с достаточно большой дисперсией ких частотах (>2) ac-проводимость должна выэнергии (интенсивность этого процесса характеризуетчисляться в рамках парного приближения, поэтому ся временем электрон-фононного рассеяния in) также ac(, T ) =p(, T ), где ослабляет эффекты локализации (см. [16]), а при in, как показано там же, происходит ее полное подавление. (4vF )3e2N(F)p = a2 kBT ln2(ph/), (3) В работе [17] было обнаружено, что при t/ = 0.рассматриваемая квазиодномерная система с беспорядв соответствии с [19], N(F) =2g(F). Выражения, опиком испытывает переход металл–диэлектрик, причем сывающие частотную зависимость проводимости в разпри t < 0.3 / система находится в диэлектрическом личных диапазонах, непрерывно переходят друг в состоянии, а при t > 0.3 / — в металлическом. Анализ частотных и температурных зависимостей прово- Уравнения (48) и (63) в [18], описывающие и при T1 < T < T0, содержат опечатки и поэтому несколько отличаются от димости данной системы при различных соотношениях формул (1) и (2) нашей работы.

между t и / проведен в [18], где были рассмотрены В формлуле (68) в [18] стоит неверный знак в показателе случаи t tc = 0.3 / (система вблизи упомянутого = экспоненты.

перехода металл–диэлектрик) и t tc (система со В соотношениях (77)–(79) работы [18] вместо T2 должно быть T0.

Физика твердого тела, 2004, том 46, вып. Электронная локализация в проводящих пленках Ленгмюра–Блоджетт друга. Далее мы выясним, какой из режимов dc- и приведена в [24]: gcryst(F) 4.7 · 1021 eV-1 · cm-3, поac-проводимости наиболее адекватно описывает наши этому gLB(F) 1.2 · 1022 eV-1 · cm-3.

Как указывалось в работах [16,18], зависимость экспериментальные данные при T < TMD.

-ph(T ) =in (T ) имеет различный вид в температурных 2.2. О п р е д е л е н и е g(F), t и в и д а з а в и интервалах выше дебаевской температуры рассматD симости ph(T ). Приведенные соотношения для -риваемой системы и ниже ее. При T > m T, а D (T ), (T ) и ac(, T ) зависят, как видно, от четырех -при T < in T. Температура Дебая кристаллов D параметров: ph, T0, g(F), t. Плотность состояний g(F) cryst DMTTF–TCNQ определена в [25]: 85 K. ПокаD и межцепочечный резонансный интеграл t могут быть cryst LB жем, что в ЛБ-пленках по крайней мере.

оценены исходя из структурных данных, представленных D D Действительно, выше мы отмечали, что расстояние на рис. 4. В свою очередь, аппроксимация измеренмежду соседними цепочками DMTTF и TCNQ в пленке, ных температурных зависимостей (набор точек 1 на рис. 2) функцией (2 f, T ) позволит определить ph а также дистанция между ближайшими молекулами в цепочке больше соответствующих расстояний в крии T0 и тем самым найти времена электрон-фононного сталлах. Вследствие этого сила связей между отдельи электрон-примесного рассеяния, что в сочетании со ными молекулами в цепочке, а также между самими значением g(F) позволит установить длины свободного цепочками в монослое меньше, чем силы аналогичных пробега и локализации в пленках. Межцепочечный ревзаимодействий в кристаллах. Более того, наличие дизонансный интеграл t определяет интенсивность тунэлектрических слоев (см. вставку b на рис. 2), образованнелирования электронов между соседними цепочками ных углеводородными боковыми группами (–CnH2n+1, TCNQ и экспоненциально убывает с ростом межцепоn = 16, 17), ослабляет взаимодействие между отдельчечного расстояния a. Выше мы отмечали, что это ными проводящими бислоями пленки. В результате расстояние в бислое пленки aLB практически совпадает ЛБ-структуры оказываются более „мягкими“ системами, с расстоянием между цепочками TCNQ в кристаллах cryst LB чем кристаллы, и поэтому. СледовательLB D D acryst, поэтому и величина t в пленках должна совпа но, во всем рассматрваемом температурном интервале cryst дать с t. Последняя величина известна и приведена -125 < T < 300 K мы должны полагать ph = in T.

cryst cryst в обзоре [20]: t 5 meV. Такое значение t подВ работе [26] для количественного описания тем-тверждается современными квантово-химическими распературной зависимости in в кристаллах TTF–TCNQ четами по методу Хартри–Фока [21,22]. Таким образом, было предложено использовать соотношение Хопфилда LB -t 5meV.

in (T ) =2kBT /, где — безразмерная константа электрон-фононного взаимодействия (согласно [27], в Исходя из параметров структуры бислоя, приведенной TTF–TCNQ 0.23). При аппроксимации наших эксна рис. 4, может быть установлено значение vF в периментальных результатов зависимостью (2 f, T ) пленке и тем самым определено значение g(F). Дейтакже будем считать ph(T) =2kBT /. Поскольку ствительно, поскольку vF bt (t — внутрицепочечвеличина электрон-фононного взаимодействия в иссленый резонансный интеграл, b — трансляционное расдуемых нами ЛБ-пленках неизвестна, положим параметр стояние вдоль цепочки), vcryst/vLB = bcrystt cryst/(bLBt LB).

F F свободным и подлежащим определению в результате Величина t cryst известна [20] (t cryst = 135 meV), значеподгоночной процедуры.

ния bcryst и bLB приведены выше, поэтому необходимо Наконец, величина T0, фигурирующая в уравненирассчитать лишь t LB. Подобно t величина t такях (1) и (2) и связанная со временем электрон-примесже экспоненциально уменьшается с ростом расстояния ного рассеяния, также будет считаться свободным параu между соседними молекулами TCNQ в стопке и метром, определяемым в результате аппроксимации.

может быть представлена в виде t = Au exp(-u/r0) 2.3. А п п р о к с и м а ц и я э к с п е р и м е н т а л ь н ы х (см. [19]). Константы A и r0 определяются из усло- данных при T < TMD. Прежде чем приступить cryst cryst вий t |u=u = t cryst и t /u|u=u = -0.20 eV/ [23] к обработке экспериментальных данных, сделаем одно замечание относительно второго слагаемого в (здесь ucryst = bcryst cos = 3.17 [14], где — угол (2 f, T ) = (T)(T ) +ac(2 f, T ). Как видно 0 между осью стопки и нормалью к плоскости молекулы из (3), ac(2 f, T ) убывает с понижением температуры TCNQ). Предполагая, что в наших пленках имеет приблизительно по линейному закону, в то время как ту же величину, что и в кристаллах TTF–TCNQ, измеренная проводимость (зависимость 1 на рис. 2) получаем uLB = bLB cos = 3.95. После простых выв интервале T < TMD спадает с температурой скорее числений приходим к соотношению t cryst/t LB 3.18, экспоненциально. Отсюда можно сделать вывод, что в поэтому t LB 42.5meV, а vcryst/vLB 2.55. ЗначеF F исследованном интервале температур и при заданной ние скорости Ферми в кристаллах TTF–TCNQ причастоте f = 355.6 MHz ac-вклад в проводимость наведено в работе [23]: vcryst 1.2 · 107 cm/s, поэтомного меньше dc-вклада. Поэтому вместо (2 f, T ) F му vLB 4.7 · 106 cm/s. Принимая во внимание, что уместно использовать в качестве подгоночной функции F aLB acryst, для отношения плотностей состояний просто (T )(T ). После определения T0 и можем на уровне Ферми в пленке и кристаллах получим вычислить ac(2 f, T ) и проверить обоснованность gLB(F)/gcryst(F) vcryst/vLB 2.55. Величина gcryst(F) пренебрежения этим слагаемым в (2 f, T ).

Pages:     | 1 || 3 | 4 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.