WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 | 2 || 4 |

F F Физика твердого тела, 2004, том 46, вып. 1104 Л.А. Галчёнков, С.Н. Иванов, И.И. Пятайкин Полагая t = 5meV, g(F) =1.2 · 1022 eV-1 · cm-3 и варьируя T0 и, мы аппроксимировали5 экспериментальные данные (набор точек 1 на рис. 2, T < TMD) зависимостью (T ) (T ), компоненты которой определяются соотношениями (1) и (2) соответственно. В результате найдено, что T0 = 1344 ± 4K, а = 0.26 ± 0.01.

Как указывалось выше, выражения для (T) и (T ) в режиме I справедливы в температурном интервале T1 < T < T0, однако полученное значение T0 приводит к T1 = 298 K > TMD. Отсюда видно, что соотношения (1) и (2) не могут быть использованы для описания наших результатов при T < TMD.

Выражения для продольной и поперечной проводимости в режиме III также неприменимы для объяснения Рис. 5. Температурные зависимости проводимости, полунаших данных. Действительно, эти выражения справедченные с помощью различных аппроксимаций. Точки 1 — ливы в области T T2. Поэтому для того чтобы с экспериментальные данные, определенные с помощью акустиих помощью описывать экспериментальную ситуацию ческой методики (рис. 2). Кривая 2 — температурная зависиво всем диапазоне T < TMD, должно по крайней мере -мость проводимости вида T, ожидаемая в соответствии выполняться условие T2 > TMD. При TMD = 193.5K пос предсказаниями работы [18] в диапазоне T > TMD. Криследнее неравенство приводит к T0 > 12 500 K. Однако вая 3 представляет наилучшее приближение экспериментальрасчет по формулам (77)–(80) работы [18] при такой ных результатов при T < TMD зависимостью (T )(T ), высокой T0 и разумных значениях ( <3, см. [28]) дает где (T ) и (T ) — продольная и поперечная проводимозначения проводимости на восемь порядков меньшие, сти, реализующиеся в режиме II. Наилучшая аппроксимация чем наблюдаемые. экспериментальных точек достигается при T0 = 1317 ± 6K и = 0.11 ± 0.01. Кривая 4 — температурная зависимость Адекватно наши экспериментальные данные могут p(2 f, T ), рассчитанная по формуле (3) с использованием быть описаны с помощью выражений для проводиполученных значений T0 и. f = 355.6MHz.

мостей, реализующихся в режиме II. Аппроксимируя данные рис. 2 (набор точек 1, T < TMD) зависимостью (T ) (T ), где описывается соотношением (1), а — соотношениями (68)–(71) работы [18], получаем Видно, что во всем исследованном нами температурном T0 = 1317 ± 6K, = 0.11 ± 0.01.6 Результат аппроксиинтервале ac-компонента проводимости много меньше мации показан на рис. 5 линией 3. Расчет температур T1 dc-составляющей: ac(2 f 0, T ) (T ), что подтвери T2, определяющих границы применимости формул ждает правильность сделанного выше предположения режима II, по найденной T0 дает T1 = 294 K и T2 = 58 K.

о возможности пренебрежения вкладом ac(2 f, T ) в Видно, что рассматриваемый нами температурный ин (2 f, T ).

тервал 125 K < T < TMD лежит внутри допустимых граПо найденному значению T0 мы определили врениц.

мя электрон-примесного рассеяния = /(4kBT0) Теперь, располагая значениями T0 и, вернемся к 4.6 · 10-15 s, используя которое вместе с полученным вопрому о величине ac(2 f, T ). Кривая 4 на рис. 5 по0 выше значением vLB можно вычислить длину свободF казывает зависимость p(2 f, T ), вычисленную по фор0 ного пробега l = vLB и длину локализации в пленке F муле (3) с использованием полученных значений T0 и.

lloc = 4l [16]: l 0.45bLB, lloc = 4vLB 8.6. Видно, F Сравнивая 2 f с введенными выше 1 и 2, получаем, что lloc не превышает двух постоянных решетки вдоль что при T < 141 K ac(2 f, T ) =p(2 f, T ) (рис. 5).

0 цепочек TCNQ.

При температурах T > 217 K ac =(2 f, T ) =0; инСравним полученные значения и l с аналогичными тервал 141 < T < 217 K отвечает переходной области, в параметрами других квазиодномерных систем с беспокоторой ac монотонно возрастает от 0 до p. Поэтому в рядком, в которых также существенны эффекты элекинтервале 141 < T < 300 K кривая 4 на рис. 5 представтронной локализации. Наиболее известными примерами ляет собой оценку сверху для величины ac =(2 f, T ).

таких систем являются проводящие полимеры и струкАппроксимация производилась с использованием нелинейно- турно разупорядоченные 1 : 2 комплексы хинолиния (Qn) го метода наименьших квадратов Левенберга–Маркара (Levenberg– и акридиния (Ad) с TCNQ, Qn(TCNQ)2 и Ad(TCNQ)Marquardt), реализованного в пакете для численной обработки и висоответственно. В работе [30] было установлено, что зуализации данных Origin. Получаемые при этом финальные значения в полипирроле (PPy), допированном гексафторфосфапараметров T0 и нечувствительны к выбору их начальных значений.

Сравнительно недавно появились расчеты зонной структуры кри- том (PF6), и l составляют 5.5 · 10-16 s и 0.85a соотсталлов TTF–TCNQ с использованием одной из модификаций метода ветственно (a — длина структурной единицы полимера).

псевдопотенциала [29], которые дают для t значения, в среднем в Аналогичные параметры Qn(TCNQ)2 по данным рабо3 раза превышающие общепринятое (t = 5 meV [20]). Аппроксиматы [31] составляют 1.3 · 10-14 s и 2.5b соответственно ция наших данных при t = 15 meV и g(F) =1.2 · 1022 eV-1 · cm-приводит к T0 = 1609 ± 7K, = 0.11 ± 0.01. (b — период решетки вдоль стопок TCNQ). Видно, Физика твердого тела, 2004, том 46, вып. Электронная локализация в проводящих пленках Ленгмюра–Блоджетт что по степени электронной локализации изученные случае продольная и поперечная проводимости заданами ЛБ-пленки занимают промежуточное положение ются уравнениями (28) работы [18], в соответствии между проводящими полимерами и солями TCNQ с с которыми их температурный ход всецело опреде-асимметричными катионами.

ляется скоростью неупругой релаксации in (T ), что В литературе о степени электронной локализации отражает особенности фононной подсистемы квазиодпринято судить из сопоставления величин kFl с единицей номерных материалов. Как отмечалось выше, в об-(kF — волновой вектор Ферми). Если kFl 1, то говорят ласти высоких температур (T > )in T, поэтому D о сильной (андерсоновской) локализации, в противопов соответствии с [18] в интервале T > TMD следует -ложном случае kFl 1 — о слабой. В рассматриваемых ожидать (T ), (T ) T. По такому же закону нами пленках kFl = l/bLB, где — степень переноса должна изменяться и измеряемая нами проводимость -заряда с донора на акцептор. Предполагая, что в ис (T ) : (T ) = (T ) (T ) T. Однако, как видследуемых нами пленках величина такая же, как и в но из рис. 5, экспериментально наблюдается гораздо объемных кристаллах TTF–TCNQ ( 0.6 [20]), полуболее слабый температурный ход. Данное расхождение чим kFl 0.85, что указывает на сильную электронную может быть связано с крайней упрощенностью схемы, -локализацию в них.

использованной нами для описания зависимости in (T ).

Как отмечалось в начале работы, наивысшее значеДействительно, свойства фононной подсистемы органиние проводимости среди ЛБ-пленок КПЗ наблюдаетческих материалов пониженной размерности во многом ся в настоящее время в системах на основе смесей специфичны; при высоких температурах необходимо BEDO–TTF с жирными кислотами. Недавно в пленках, учитывать наряду с решеточными фононами и внутриприготовленных из смеси BEDO–TTF со стеариновой молекулярные возбуждения. В работе [33] была предприкислотой (SA), было обнаружено отрицательное маг- -нята попытка описать температурную зависимость in нетосопротивление [32], объясненное авторами этой в таких системах, но рассмотрение было ограничено работы эффектами слабой электронной локализации.

случаем низких температур (T ). При высоких D В связи с этим отметим, что локализация в наших температурах происходит возбуждение большого числа пленках существенно более сильная, чем в пленках фононных мод, и картина становится чрезвычайно запуBEDO–TTF + SA, проводимость которых демонстрирует танной и сложной. Поэтому использование для описания металлический ход вплоть до 120 K и слабо логариф- -in (T ) соотношения Хопфилда, оправданное при не мически убывает с понижением температуры в интерслишком высоких температурах, превышающих дебаеввале 15 < T < 12 K. Этот факт объясняется сильным скую, может оказаться слишком грубым приближением взаимодействием между цепочками молекул BEDO–TTF в области T > 200 K. Ситуация усугубляется еще и в проводящих бислоях таких пленок, что приводит к тем, что при достаточно высоких температурах уже формированию квазидвумерной электронной системы.

сами возбужденные тепловым образом фононы вносят Иными словами, носители заряда в пленках, изученных вклад в случайный потенциал [31], что приводит к в [32], распространяются вдоль проводящих плоскостей, дополнительной локализации электронов.

а не вдоль квазиодномерных цепочек, как это имеет В связи с этим заметим, что в упоминавшихся выместо в нашем случае. Как известно, при одинаковой ше кристаллах солей Qn(TCNQ)2 со слабым струкконцентрации дефектов локализационные эффекты в турным беспорядком, вызванным хаотической ориентаквазиодномерной системе выражены гораздо сильнее, цией несимметричных катионов Qn, также наблюдаетчем в квазидвумерной. Таким образом, температурная ся изменение характера проводимости с полупроводзависимость внутрикристаллитной проводимости иссленикового (/T > 0) на металлический при 240 K, дованных нами пленок при T < TMD согласуется с обусловленное подавлением локализации неупругим моделью локализации электронных состояний в квазиодэлектрон-фононным рассеянием. Объяснение механизномерной системе с беспорядком, предложенной в [18].

мов электронного переноса и локализации в этом соАппроксимация экспериментальных данных соотношеединении аналогично изложенному выше для случая ниями из этой работы приводит к разумным значениям пленок, однако и в этих кристаллах наблюдается отступвремен электрон-фононного и электрон-примесного рас-ление от закона T ; согласно [7], при T > 240 K сеяния, а также длин свободного пробега и локализации.

-n T, где n = 1.5-2.

2.4. М е т а л л и ч е с к а я п р о в о д и м о с т ь в о б л а с Однако наиболее серьезное расхождение между предти T > TMD. Рассмотрим теперь интервал температур сказаниями работы [18] и экспериментом, свидетельT > TMD, в котором наблюдается металлический ход ствующее о грубости использованного приближения проводимости с температурой (/T < 0). В рам-ках изложенных выше представлений об электрон- для in (T ) при высоких температурах, обнаруживается при оценке температуры максимума проводимости TMD.

ной локализации смена характера проводимости при T > TMD объясняется подавлением квантовой интер- В рамках представлений, изложенных в [18], TMD может быть оценена из условия, что при этой темпеференции рассеянных электронных волн неупругим электрон-фононным взаимодействием, которое стано- ратуре время неупругого электрон-фононного рассеявится существенным при достаточно высоких темпера- ния становится равным времени электрон-примесного турах, когда реализуется соотношение in. В этом рассеяния, т. е. =(2kBTMD/ )-1. Отсюда получаем 10 Физика твердого тела, 2004, том 46, вып. 1106 Л.А. Галчёнков, С.Н. Иванов, И.И. Пятайкин TMD = /(2kB ) =2426 K, что на порядок превос- и электрон-примесного рассеяния ( = 4.6 · 10-15 s).

ходит экспериментальное значение TMD. Аналогичные Исходя из параметров структуры проводящего оценки для Qn(TCNQ)2 приводят7 к TMD = 406 K, что слоя были оценены плотность на уровне Ферми также отличается от экспериментально наблюдаемой (gLB(F) 1.2 · 1022 eV-1 · cm-3) и скорость Ферми температуры максимума проводимости (240 K), хотя в в исследованных пленках (vLB 4.7 · 106 cm/s), что F данном случае расхождение не так велико, как в случае позволило определить длину свободного пробега l и пленок. длину локализации в них lloc = 4l = 4vLB 8.6.

F Проблемы, возникающие при использовании соот- Наши оценки показывают, что в пленках реализуется -режим сильной (андерсоновской) локализации, kFl 1.

ношения Хопфилда для описания in (T ) в области высоких температур, отмечались давно. Например, в [26] Металлический ход проводимости с температурой при было установлено, что для получения экспериментально T > TMD вызван подавлением локализационных эффек-наблюдаемых значений in в кристаллах TTF–TCNQ тов неупругим электрон-фононным рассеянием электропри комнатной температуре в формуле Хопфилда нов, которое становится существенным при высоких должна составлять около 1.3.8 Однако, как отмечается температурах, когда in. Наблюдаемая при этом зав обзоре [20], такая большая величина примерно висимость проводимости пленок от температуры отличана порядок превосходит значение, необходимое для ется от предсказываемой в [18]. Более того, оценки TMD, корректного описания всего спектра магнитных и струк- получаемые на основании этой работы, дают величины, турных свойств этих кристаллов. По причинам, упо- на порядок превышающие экспериментальные значения.

-минавшимся выше, задача установления вида in (T ) в По нашему мнению, данные расхождения объясняютквазиодномерных органических материалах при высоких ся несовершенством существующего приближения для -температурах пока не решена, и это обстоятельство in (T ), которое становится особенно заметным при затрудняет сопоставление результатов работы [18] с высоких температурах. В заключение отметим, что -экспериментальными данными при T > TMD. В то же определение вида in (T ) в квазиодномерных органивремя, как показано выше, в интервале температур ческих материалах при высоких температурах остается < T < 200 K использование соотношения Хопфилда D нерешенной задачей на протяжении вот уже тридцати вполне оправдано и приводит к разумным значениям в лет [20,26].

пленках.

Итак, в настоящей работе мы представили результаты исследования температурной зависимости Список литературы внутрикристаллитной проводимости ЛБ-пленок состава (C16H33–TCNQ)0.4(C17H35–DMTTF)0.6, проведенного с [1] P. Delhas, V.M. Yartsev. In: Spectroscopy of New Materials / помощью акустической методики, предложенной нами Ed. R.J.H. Clark, R.E. Hester. Wiley, Chichester (1993). V. 22.

ранее в [9]. Обнаружено, что при TMD = 193.5K на P. 199.

температурной зависимости проводимости имеется [2] С.Н. Иванов, Л.А. Галченков, Ф.Я. Надь. РЭ 38, 12, особенность: выше TMD проводимость пленок носит (1993).

[3] T. Nakamura, G. Yunome, R. Azumi, M. Tanaka, H. Tachibaметаллический характер (/T < 0), а ниже этой na, M. Matsumoto, S. Horiuchi, H. Yamochi, G. Saito. J. Phys.

температуры подчиняется закону (T ) =0(T ) 1/2 Chem. 98, 7, 1882 (1994).

exp - 8T0/(Tz), где 0(T ) — функция, изменя[4] H. Ohnuki, T. Noda, M. Izumi, T. Imakubo, R. Kato. Phys.

ющаяся медленнее, чем экспоненциальный множитель.

Rev. B 55, 16, R10 225 (1997).

Мы считаем, что неметаллический характер проводи[5] S. Kahlich, D. Schweitzer, I. Heinen, S.E. Lan, B. Nuber, мости при T < TMD связан с локализацией электронных H.J. Keller, K. Winzer, H.W. Helberg. Solid State Commun.

Pages:     | 1 | 2 || 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.