Диссертация (1097990), страница 22

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 22)

увеличиваетвероятность рассеяния носителей заряда и приводит к нарушению условийквантования (82)°.Используя упрощенное выражение для для амплитуды осцилляцийШДГ из формулы (90) и проведя преобразование гиперболического синуса сучетом малости 2 2 kTexp A(T , B) ~ constB 12 ~в условиях нашего эксперимента получаем: 2 2 kTDexp T2 2 kT sh  2 ~ constB  12  T  exp  2 k (T  TD ) (94),а с учетом зависимости температуры Дингла от угла между вектороммагнитной индукции и тригональной осью "с"( ) окончательно имеем:A(T , B,  ) ~ const B 12 2 2 k (T  TD  T )m*  T  exp  |e|Bcos(95).- 159 -Рисунок 86.

Схематические изображения цилиндра и элипсоидавращения и их экстремальных сечений при определенном угле θ.Рисунок 87. Зависимоть отношения экстремальных сечений элипсоидавращения и цилиндра от угла.Рисунок 88. Зависимость температуры Дингла от угла между вектороммагнитной индукции и тригональной осью "с" дляинтеркалированногосоединения графита с хлоридом меди второй ступени C9,8CuCl2.Используя формулу (95) можно вполне разумно объяснить существен-- 160 но более слабую зависимость от угла амплитуды осцилляций ШдГ (Рисунок80) у соединения первой ступени с хлоридом алюминия C9,3AlCl3,4: 1) температура Дингла ~ 6К более чем в два раза ниже, чем у ИСГ вторых ступеней;2) эффективная масса дырок 1,5-2 раза меньше чем у ИСГ вторых ступеней;3) ΔТ не удалось измерить, но и у ИСГ второй ступени оно возрастает с углом θ не существенно (Рисунок 88); 4) экстремальное сечение ПФ при θ=0 в15-20 раз меньше чем у ИСГ вторых ступеней (Таблица 14).Следует отметить, что в работе [206] с использованием моделиСлончевского-Вейса-Мак-Клюра (см.

главу 1) получено аналитическоеуравнение описывающе поведение амплитуды ШдГ от угла θ для ИСГ (N=2):2k T (   ) ам п  В 2 F2 4 1d c e n где2123 2 cos   eH  2   (T  TD )  exp    c cos1F2 2 сk B  F   1eH 2;(96),3 0 .2С нашей точки зрения применять модель СВМК для трехмерного графита к ИСГ акцепторного типа второй ступени не совсем корректно.

Так гакобщепринятый закон дисперсии носителей заряда для ИСГ акцепторного типа второй ступени в модели Блиновского-Риго записывается в виде:V  1,2122 2 2  1   1  9 b 0  0 к212(97),где индекс «V» относится к валентным зонам, 1 – энергия взаимодействия атомов углерода, принадлежащих соседним слоям. Положение уровняФерми у интеркалированных соединений графита определяется степенью перераспределения электронной плотности между молекулами внедренноговещества и атомами углерода.

У интеркалированных соединений графитавторой ступени в зависимости от химической природы интеркалята можетбыть как одна группа носителей заряда (C9,8CuCl2, C16ICl, C12FeCl3, C27ICl3), вэтом случае уровень Ферми не достигает потолка второй валентной зоны EF<1=377мэВ (Рис. 83), так и две EF 1=377мэВ (С11,1HNO3, C16ICl0,8 Рис.89). В- 161 первом случае ПФ состоит из одного цилиндра, а во втором из двух соосныхцилиндров, ориентированных вдоль тригональной оси.Фурье анализ осцилляций ШдГ ИСГ второй ступени C18,6AlCl3,4 показывает наличие двух близких частот (338 Тл и 408 Тл) с различными амплитудами. (Рисунок 92).

Это может свидетельствовать о появлении гофрировкицилиндрической ПФ, связанной с квазидвумерностью движения дырок у этого соединения. Мини зоны в ИСГ акцепторного типа могут возникать в «графитоподобных» областях, представляющих собой границы доменов междукластерами внедренного вещества, кроме этого нельзя также исключать возможность туннелирования дырок из одного углеродного слоя в другой черезслой интеркалята.

У интеркалированных соединений графита второй ступени.Рисунок 89. Зависимость осциллирующей части поперечного магнетосопротивления от индукции магнитного поля при температуре 4,2К для образца интеркалированного соединения графитавторой ступени С16ICl0,8.Вставка закон дисперсии дырок для ИСГ (N=2) акцепторного типа.- 162 -Рисунок 90. Фурье спектр осцилляций Шубникова де Гааза интеркалированного соединения графита второй ступени С16ICl0,8.Рисунок 91. Зависимость осциллирующей части поперечного магнетосопротивления от индукции магнитного поля при температуре 4,2К для образцов интеркалированных соединений графита С18,6AlCl3,4 и С9,8CuCl2.- 163 -Рисунок 92. Фурье спектр осцилляций Шубникова де Гааза интеркалированных соединений графита вторых ступеней С18,6AlCl3,4 и С9,8CuCl2.Для C18,6AlCl3 в больших магнитных полях впервые обнаружено спиновое расщепление (Рисунок 92).

Отношение спинового расщепления к орбитальному =0,45, что несколько отличается от =0,37 у ИСГ второй ступениC9,8CuCl2 (Рисунок 92).Значения энергии Ферми у интеркалированных соединений графитавторых ступеней рассчитывались по формуле (97) с использованием экспериментально определенных значений экстремальных сечений ПФ:12  F     1   12  9b02 02S 2 экстр.

 2 (98),Основной параметр (0) в модели Блиновского-Риго определялся путемсравнения теоретически рассчитанных (99) и экспериментально определенных эффективных масс дырок (90)- Таблица 2.m расч. 1 dS 2 экст р.2d2 2  12  9b02  029b 2020S 2 экст р. 2(99).Концентрация носителей заряда ИСГ (N=2) рассчитывалась по даннымхолловских измерений (85) и на основе осцилляционных эффектов (100):- 164 pШдГ  4 Sэкстр .i /( 2)2[di  ( N  1)d0 ](100).iПериод идентичности структуры интеркалированных соединений графита: IC = di+(N-1)·d0 определялся методом РФА ( Таблица 13).В таблице 14 приведены значения коэффициента Холла (RH), частотыосцилляций ШдГ (F(Тл)), экстремальные сечения поверхности Ферми, рассчитанные по формуле Лифшица-Онзагера (84) концентрации дырок, рассчитанные по данным эффектов Холла и Шубникова де Гааза (100), эффективные массы дырок (m*), определенные по температурным зависимостям амплитуд ШдГ (90).

Значения энергии Ферми определялись с использованиеммодели Блиновского-Риго (по формуле (98) с использованием экспериментально определенных значений экстремальных сечений ПФ. Параметр 0 рассчитывался из уравнения (99) путем сравнения экспериментальных значенийэффективных масс m* и расчетных m*расч..Отметим, что так же как и у ИСГ первой ступени, концентрации дырок,рассчитанные из данных эффектов Холла и Шубникова-де Газа, в пределахошибки измерений хорошо совпадают (Таблица 14). Это свидетельствует овысоком качестве полученных образцов, правильности определения топологии поверхности Ферми и структурных параметров интеркалированных соединений графита, корректности проведенных гальваномагнитных измерений.У большинства исследованных образцов второй ступени соединенияC16,5 ICl1,1 (всего исследовали > 50 образцов) величина экстремального сечения Ферми S2экстр. составляла S2экстр=(302,01,0)10-52 кг2м2с-2, но имелисьобразцы, у которых S2экстр отличались от этого значения (Таблица 15).Такой разброс в сечениях поверхностей Ферми (Sэкстр) в пределах 7 %характерен и для других ИСГ акцепторного типа первых и вторых ступеней ивероятнее всего связан с различным содержанием избыточного хлора илидругого галогена у ИСГ, а так же различной плотностью упаковки слоевогопакета интеркалята в интеркалированных соединений графита.- 165 Таблица 15Значения экстремальных сечений поверхности Ферми у различных образцов интеркалированных соединений второй ступени монохлорида йода.ФормулаИСГC16,5±0,5ICl1,07±0,0310S2 экстр.,-522 2 -2кг м сПериод идентичностиIc, A312±310,47±0,01309,2±2,010,47±0,01303,0±+0,710,47±0,01302,0±1,010,47±0,01301,0±1,010,47±0,01297,2±1,010,47±0,01293,7±2,810,47±0,01291,0±1,010,47±0,01283,8±0,0610,47±0,01279,7±3,010,47±0,013.1.3.

Эффект свернутой зоны Бриллюена у интеркалированных соединенийграфита акцепторного типаУ некоторых полученных и исследованных нами интеркалированныхсоединений графита наблюдалась довольно сложная зависимость поперечного магнетосопротивления от индукции магнитного поля (Рисунок 93), которая не может быть объяснена на основе модели Блиновского-Риго.- 166 -Рисунок 93. Осцилляции Шубникова Де Гааза у интеркалированных соединений графита акцепторного типа: с бромом второй ступени (1), с хлоридом сурьмы второй ступени (2), серной кислотой: третьей ступени (3), четвертой ступени (4) и пятой ступеней (5).Фурье-преобразования осцилляционных зависимостей для ИСГ сернойкислоты второй-пятой ступеней позволяет сделать следующие выводы: отчетливо выделяются следующие частоты: F=5Тл, F=25Тл, F=90100Тл иF=620700Тл. Кроме этого, наблюдаются также гармоники и комбинационные частоты: 2F, 2F, F+F, F+F (Рисунок 94).

Частотный спектр эффектаШубникова-де Гааза у ИСГ четвертой и пятой ступеней достаточно хорошосовпадает. Для третьей ступени можно выделить те же частоты, за исключением F, но присутствует частота 2F. В частотном спектре ИСГ второй ступени практически отсутствует частота F. Общей закономерностью при пере-- 167 ходе от пятой ступени ко второй является уменьшение амплитуды осцилляций с частотой F=5Тл (вплоть до ее полного исчезновения в ИСГ первойступени) и рост амплитуды более высокочастотных осцилляций.

Отметим,что также как у ИСГ галогенидов элементов у образцов одной и той же ступени частоты осцилляций различаются в пределах 10 при сохранении спектрального состава осцилляций практически неизменным. Это обстоятельствосвязано с небольшими вариациями концентрации носителей заряда и энергииФерми в различных образцах ИСГ в следствии мультидоменной структурыдвумерного слоя внедренного вещества.Для интерпретации сложной частотной зависимости осцилляций ШдГможно воспользоваться тем, что если интеркалят при низких температурахкристаллизуется в решетку соизмеримую с графитовой [16, 17] тогда учетнового периодического потенциала заряженных комплексов интеркалятаприведет к эффекту свернутой зоны Бриллюэна, а именно: размеры зоныБриллюэна в базисной плоскости сокращаются и становится возможным пересечение различных участков поверхности Ферми, приводящее к возникновению сложных комбинационных орбит носителей заряда в магнитном поле.Для ИСГ брома, пентахлорида сурьмы, серной кислоты такой подход возможен, так как по рентгеноструктурным данным слоевой пакет интеркалятаимеет плоскую сверхрешетку соизмеримую с графеном [16].

Будем считать,что в ИСГ заполняются две зоны, которым соответствует ПФ из двух цилиндров. При фермиевских волновых векторах kF1=0.005 Å-1 (соответствует сечению цилиндрической ПФ - S) и волновом векторе kF2=0.153 Å-1 (соответствует второй цилиндрической ПФ - Рисунок 94) поверхности Ферми пересекутся в зоне Бриллюэна, соответствующей сверхрешетке (сторона такой зоныG=0.284 Å-1) и возникнут следующие сечения ПФ: S ~ 650.10-52 кг2м2с-2,имеющие вид розетки в центре зоны Бриллюэна, и S ~ 20. 10-52 кг2м2с-2имеющей вид линзы на грани зоны Бриллюэна (Рисунок 94).- 168 -Рисунок 94.

Характеристики

Список файлов диссертации