WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 | 2 ||

2 ратуре, для которой измерялась полевая зависимость магнитосопротивления. Обозначим такой параметр как (T ). Несложно показать, что одновременный учет спин-поляризационного механизма и механизма сжатия волновой функции приводит к следующему выражению:

2-T (T ) =A + B, (11) Tгде e2k2 TB = tda4 B. (12) c2 µТаким образом, по температурной зависимости (T ) можно судить о том, какие вклады определяют магнитосопротивление в прыжковой области и провести их разделение (вставка на рис. 7). Действительно, если доминирует спин-поляризационный механизм, то параметр (T ) будет температурно-независимым (T ) =const (кривая 1). В случае когда ПМС определяет механизм сжатия волновой функции, (T ) при 2-T 0 будет стремиться к нулю по закону (T ) T (кривая 2). Для ситуации когда вклады от сжатия волновой функции и спин-поляризационного механизма окажутся сравнимыми, зависимость (T ) примет вид, представленный кривой 3.

4. Анализ экспериментальных данных и выводы Рис. 8. Анализ экспериментальных данных, основанный на Обработка экспериментальных данных рис. 1–5 была расчете коэффициента и представлении его как функции проведена по алгоритму, описанному в п. 3.3. Найден- 2-T в случаях = 1/2 (a), = 1/3 (b) и = 1/4 (c).

2-ные значения (T) представлены как функции T Прямые линии представляют собой аппроксимации по методу на рис. 8. Видно, что формула (11) хорошо описынаименьших квадратов, с помощью которых находились коэфвает магнитосопротивление углеродных наноматериа- фициенты A и B в формуле (11). Цифры у кривых соответствулов различной природы. При этом экспериментальная ют данным, показанным на рис. 1–5 соответственно.

Физика твердого тела, 2006, том 48, вып. Магнитосопротивление углеродных наноматериалов Транспортные характеристики УНМ размер неоднородностей и пространственный масштаб флуктуаций случайного потенциала в этих углеродных Образец УНМ T0, K A, 10-2 B, 10-3 a2, x наноматериалах.

Углеродный 1/2 26 2.24 3.46 115 1.04 Учитывая, что рассмотренная в настоящей работе аэрогель [1] модель предсказывает экспоненциальную зависимость Активированные магнитосопротивления, уместно задаться практически углеродные 1/2 88 3.18 3.86 88 1.важным вопросом о том, при каких условиях ПМС волокна [1] у углеродных наноматериалов может быть увеличено.

На первый взгляд кажется, что, управляя структурой Углеродная 1/3 682 5.1 0.86 64 1.сетка [3] материала, можно попытаться увеличить радиус локализации, в результате чего вклад, связанный со сжатием 1/3 1825 4.36 1.27 33 1.Карбины [4-6] волновой функции, будет расти как 1/4 12717 4.15 1.07 44 1.d(d+1) ln a4Обращает на себя внимание, что для всех УНМ (формулы (3) и (6)). Однако одновременно параметр Tпараметр x оказывается весьма близким к единице и в законе Мотта будет убывать, и в результате все превышает ее всего лишь на 4–9%. Если считать, следуя эффекты сдвинутся в область более низких температур, работе [12], что g1 = g2 = g, то полученный резуль- что едва ли приемлемо для различных практических тат требует практически полного совпадения радиусов приложений. Поэтому более перспективным является локализации для прыжков первого и второго типов, поиск материалов с большими значениями коэффициенчто представляется несколько искусственным. В дей- та A. Такие материалы должны отличаться значительным ствительности физически разумное условие a1 < a2 вкладом от прыжков с участием D--центров, выражаюв сочетании с экспериментальным результатом x 1 щимся в увеличении параметра g2, зависящего в свою означает, что у УНМ, по-видимому, должно выполняться очередь от корреляционной энергии U. Например, если условие g1 > g2. Такая ситуация будет реализовываться, величина U окажется достаточно малой для того, чтобы когда нацентровое отталкивание U будет достаточно обеспечить выполнение условия [11] g1 g2, то при большим и в окрестности энергии Ферми в полосе D0 стандартном соотношении a2 4a1 формулы (8)–(10) окажется лишь хвост плотности состояний из поло- дают оценку для максимальной амплитуды ПМС вида сы D- (рис. 7). Поскольку выражение (6) для T0 можно ln[(H)/(0)] (T0/T ). Очевидно, при этом окажется представить в виде T0 = T0 2, где T0x — значение выгодным увеличивать параметр T0, т. е. рассматривать 1+x характерной температуры в законе Мотта в отсутствие УНМ с достаточно малыми значениями радиуса локалиD--состояний, для x 1 учет прыжков второго типа зации.

будет давать лишь малую поправку к температурной В заключение отметим, что предложенная простая зависимости проводимости в нулевом магнитном поле.

модель, учитывающая совместное влияние спин-поляриОднако, как следует из результатов настоящей работы, зационного механизма и эффекта сжатия волновой функэта „поправка“ оказывается существенной при количе- ции локализованного состояния, позволяет адекватно ственном описании магнитосопротивления и позволяет описать магнитосопротивление углеродных наноматепреодолеть трудности, свойственные подходу, в котором риалов в области прыжковой проводимости моттовского учитывается только механизм сжатия волновой функции типа и указать возможные направления поиска объектов в магнитном поле.

с большой величиной магнитосопротивления среди данРассмотрим теперь полученные оценки радиуса лока- ного класса соединений.

лизации для УНМ (см. таблицу). Поскольку a2 пред- Подробная проверка модели была выполнена для ставляет собой своего рода „оценку сверху“ для ра- случая слабых магнитных полей, отвечающих квадрадиуса локализации в полосе D0, найденные величи- тичному по магнитному полю магнитосопротивлению, ны a2, лежащие в интервале 30-115, представля- что делает актуальным сопоставление теоретических ются разумными. Воспользовавшись известным соот- предсказаний с экспериментами, выполненными в сильношением a2 4a1, следующим из решения квантово- ных магнитных полях и при сверхнизких температумеханической задачи для иона водорода H- (аналога рах, для которых можно ожидать насыщения спинD--центра) [14], приходим к оценке a1 8-30, пол- поляризационного вклада. Учитывая, что результаты как ностью согласующейся с представлениями о характере известных ранее [7,8,11], так и выполненных в настолокализации электронных состояний в различных неупо- ящей работе расчетов предсказывают разную полевую рядоченных материалах [13,15]. Интересно, что в случае зависимость спин-поляризационного вклада и вклада от карбинов значения a1 8-11 хорошо согласуются сжатия волновой функции, в таких опытах может быть с корреляционной длиной неупорядоченной углерод- получена новая информация, позволяющая уточнить ной сетки Lcor 10 [5,6], определяющей характерный предположения, составляющие основу предложенного в Физика твердого тела, 2006, том 48, вып. 1294 С.В. Демишев, А.А. Пронин настоящей работе теоретического подхода. К сожалению, опубликованные к настоящему времени данные о поведении ПМС в сильном магнитном поле носят фрагментарный характер и не позволяют провести подробное сравнение с различными теоретическими расчетами.

Проведение экспериментальных исследований в этом направлении представляется весьма перспективным для выяснения природы магнитосопротивления углеродных наноматериалов.

Список литературы [1] A.W.P. Fung, Z.H. Wang, M.S. Dresselhaus, G. Dresselhaus, R.W. Pekala, M. Endo. Phys. Rev. B49, 24, 17 325 (1994).

[2] G.T. Kim, E.S. Choi, D.C. Kim, D.S. Suh, Y.W. Park, K. Liu, G. Duesberg, S. Roth. Phys. Rev. B. 58, 24, 16 064 (1998).

[3] V.A. Samuilov, J. Galibert, V.K. Ksenevich, V.J. Goldman, M. Rafailovich, J. Sokolov, I.A. Bashmakov, V.A. Dorosinets.

Physica B 294–295, 319 (2001).

[4] С.В. Демишев, А.А. Пронин, Н.Е. Случанко, Н.А. Самарин, А.Г. Ляпин, В.В. Бражкин, Т.Д. Варфоломеева, С.В. Попова. Письма в ЖЭТФ 72, 7, 547 (2000).

[5] С.В. Демишев, А.А. Пронин, В.В. Глушков, Н.Е. Случанко, Н.А. Самарин, М.В. Кондрин, А.Г. Ляпин, В.В. Бражкин, Т.Д. Варфоломеева, С.В. Попова. ЖЭТФ 122, 1, (2002).

[6] С.В. Демишев, А.А. Пронин, В.В. Глушков, Н.Е. Случанко, Н.А. Самарин, М.В. Кондрин, А.Г. Ляпин, В.В. Бражкин, Т.Д. Варфоломеева, С.В. Попова. Письма в ЖЭТФ 78, 8, 984 (2003).

[7] Б.И. Шкловский, А.Л. Эфрос. Электронные свойства легированных полупроводников. Наука, М. (1979).

[8] M.E. Raikh, J. Czingon, Qiu-yi Ye, F. Koch, W. Schoepe, K. Ploog. Phys. Rev. B 45, 11, 6015 (1992).

[9] S.V. Demishev. In Hopping and Related Phenomena 5 (Proc.

of the 5th Int. Conf. on Hopping and Related Phenomena / Eds C.J. Adkins, A.R. Long, J.A. McInnes). World Scientific, Singapore (1994). P. 179.

[10] С.В. Демишев, Д.Г. Лунц, А.Г. Ляпин, Н.Е. Случанко, Н.А. Самарин. ЖЭТФ 110, 1(7), 334 (1996).

[11] A. Kurobe, H. Kamimura. Journal Phys. Soc. Jap. 51, 6, (1982).

[12] K.A. Matveev, L.I. Glazman, Penny Clarke, D. Ephron, M.R. Beasley. Phys. Rev. B 52, 7, 5289 (1995).

[13] И.П. Звягин. Кинетические явления в неупорядоченных полупроводниках. Изд-во МГУ, М. (1984).

[14] В.М. Галицкий, Б.М. Карнаков, В.И. Коган. Задачи по квантовой механике. Наука, М. (1981). С. 418.

[15] Н. Мотт, Э. Дэвис. Электронные процессы в некристаллических веществах. Мир, М. (1982).

Физика твердого тела, 2006, том 48, вып.

Pages:     | 1 | 2 ||



© 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.