Диссертация (1137321), страница 10

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

Текст из файла (страница 10)

Действительно, в модели ММЗ-г энергетическоераспределение ловушек (а, следовательно, и параметр  ) от электрическогополя не зависит.Отметим, что спрямляющие прямые для всех кривых на рис. 3.7 приT 2  0 не сходятся в одной точке, как об этом сообщается в литературе [24,25]. Видно, что если максимальный разброс подвижности при T 2  0составляет приблизительно четыре порядка, то для T = 250 К он возрастаетпочти до десяти порядков.

Естественно, что это обстоятельство приводитавтоматически к увеличению наклона спрямляющих прямых, а значит, и  efсо снижением электрического поля. Подобное поведение “эффективной“энергиибеспорядкавлитературеассоциируетсяспонятиемкомпенсационного эффекта, широко распространенного в неупорядоченныхсредах [31, 33].Суть эффекта состоит в следующем.

Аррениусовская зависимостьнекоторого параметра материала от температуры предполагается следующей:Z (T )  Z 00 exp( / kT0 )exp( / kT )(3.14)где  - энергия активации, T0 - компенсационная температура и Z 00 предэкспонент. Смысл такой зависимости состоит в некоторой компенсацииактивационного эффекта противоположным изменением первой экспоненты.Эффект компенсации становится полным при T0 , когда Z (T0 )  Z 00 .

Особыйинтерес представляетслучай, когдаэнергияактивациизависит отдополнительного параметра. Именно с этим случаем мы сталкиваемся прирассмотрении температурно-полевой зависимости подвижности в МДП.Впервые подобный подход предложен Gill еще в 1972 г.

[6] (см.формулу (1.2) в главе 1) и полностью соответствует основной формулекомпенсационного эффекта  0 exp  ( E0   F01/2 )(1 / kT  1 / kT0 ) 62при   E0   F01/2 (аналог ПФ-эффекта). В цитируемой работе упоминание отермине компенсационный эффект отсутствует. Отличительным признакомподобного подхода является пересечение аппроксимирующих прямых кзависимости lg   f (1 / T ) для различных значениях электрического поля водной общей точке при температуре T0 .

При этой температуре подвижностьносителей заряда перестает зависеть от электрического поля, а наклонзависимости lg   f ( F0 ) изменяет знак [31, 33].Согласно современным представлениям [54, 56, 96] большеефизическоесодержаниенесетанализтемпературнойзависимостиподвижности в координатах lg   f (1 / T 2 ) , как на рис. 3.7. Но в этом случаеполностью теряется физический смысл компенсационной температуры, хотясогласно [25] подобное изменение координатной сетки принципиально неизменяет вывода о существовании компенсационной температуры, которая,помнениюавторов,имеетабсолютноезначениенезависимоотиспользованной температурной шкалы.

Следует заметить, что представлениетех же данных для кривых 1-3 на рис. 3.7 в аррениусовых координатахlg   1 / T , как это сделано на рис. 3.9, вполне совместимо с понятиемкомпенсационной температуры T0 , хотя и неразумно высокой.63Рис. 3.9. Температурная зависимость подвижности носителей зарядарисунка 3.9, перестроенная в координатах lg   T 1 . Электрическое поле 105(1), 106 (2) и 108 В/м (3, 4).Вместе с тем, в работе [31] для слабо допированного полярного МДПT0 = 372 К и именно при этой температуре исчезает полевая зависимостьизмеряемой подвижности носителей заряда.

Очевидно, что этот вопросзаслуживает более детального рассмотрения, но уже не в рамках настоящейдиссертации.Известно, что модель гауссова беспорядка не предсказывает ПФзависимости подвижности в полях слабее 20 В/ мкм и в рамках этой моделине следует ожидать сильных различий между  ef и  [54]. В моделидипольного стекла, напротив, физическое объяснение происхождению ПФэффекта, начиная со слабых полей (1 В/ мкм), основывается на сильномвлиянии электрического поля именно на время выхода носителей заряда из“критических” ловушек [66].

По этой причине мы заложили подобнуюполевую зависимость для частотного фактора модели ММЗ-г, считаяэнергетическое распределение ловушек независящим от электрическогополя.3.3. Универсальность транспорта носителей заряда в молекулярнодопированных полимерах.Непротиворечивое описание транспорта носителей заряда в МДП досих пор отсутствует [36]. Если по вопросу определения времени пролета,определяющего подвижность основных носителей заряда (чаще всего,дырок), у исследователей практически нет разногласий [96], то относительноформы времяпролетных кривых, одного из важных источников информациидляустановленияприродыэлектронноготранспорта,влитературеразгорелась оживленная дискуссия [35].64Дело в том, что основные модели прыжкового транспорта носителейзаряда в МДП, такие как модель гауссова беспорядка [54] или модельдипольного стекла [63], базируются на закономерностях полевой итемпературной зависимости подвижности без детального сопоставленияформы времяпролетных кривых с предсказаниями теории.

Подобноесопоставление практически и не имело бы смысла, поскольку временной ходкривых был подвержен значительному разбросу, особенно у допролетнойветви кривой. Чаще всего исследователи регистрировали слабо наклонноеплечо,подлительностикоторогоиопределялиподвижностьприпредставлении кривых в линейных координатах j  t [56].

Однако нередкорегистрировали и горизонтальное плато, когда ток на некотором временноминтервале оставался постоянным. Но в ряде случаев наблюдали ситуацию,когда ток перед началом спада несколько возрастал, образуя «горбообразное»плечо (cusp- англ.).Причины подобного аномального поведения формы времяпролетныхкривых в районе времени пролета установлены в работах [89-92]. Дело в том,что все результаты, опубликованные в зарубежной печати, получены сиспользованием оптического метода времени пролета, при котором носителизаряда либо генерированы в приповерхностном слое пленки МДП, либоинжектированы в нее из специального генерационного слоя [56]. В любомслучае инжектированные дырки пройдут через приповерхностный слой,который может оказать определенное влияние на регистрируемый сигнал.Как известно, для получения пленок МДП используется метод поливараствора допанта с полимером на подложку с последующим прогревом слояна воздухе или в вакууме для удаления остатков растворителя.

При этомнеизбежно из раствора удаляется и некоторое количество молекул допанта,т.е. происходит формирование обедненных приповерхностных слоев спониженной концентрацией допанта (этот эффект особенно велик длястороны пленки, обращенной на воздух). Снижение концентрации допанта,молекулыкоторогоявляютсяпрыжковымицентрами,приводитк65значительному уменьшению подвижности дырок в этом слое (отличительноесвойство именно прыжкового транспорта). Для учета возникающейнеоднородности структуры образца МДП нами была предложена модельдвухслойнойструктурыобразцаполимера,состоящейизтонкогоприповерхностного слоя с пониженным содержанием допанта и основногообъема образца с расчетной концентрацией допанта.

С помощью этой моделиудалось объяснить широкий круг явлений, полученных при изучениитранспорта носителей заряда в МДП с помощью электронной пушки ЭЛА-50с регулируемой энергией электронов [90] .Замена фотонов на моноэнергетические электроны с энергией от 1 до50 кэВ позволила реализовать три разновидности метода времени пролета.Во-первых, это времяпролетная методика (ВПМ), когда энергия электроновмала и их пробег не превышает 1-2 мкм (имитация оптического метода); вовторых, это ВПМ-2, использующая максимальную энергию электронов дляобеспечения объемного характера генерации, недоступного оптическомуметоду; и, наконец, метод ВПМ-1а позволяет изучать изменение формывремяпролетной кривой при варьировании энергии электронов во всемдиапазоне доступных значений.Показано,чтообразованиегоризонтальногоплатосвязаноссуперпозицией двух токов, одного, обусловленного задержанным выходомносителей заряда из приповерхностного обедненного слоя, и второго,отражающегодвижениенекоторойихдоли,генерированнойнепосредственно в объеме образца МДП.

Удовлетворительное описаниеэтогоявлениявозможновмоделимногократногозахватасэкспоненциальным (ММЗ-э) или гауссовым (ММЗ-г) распределениемловушек по энергии для двухслойной структуры образца полимера [67, 89].Подобная модель позволяет непротиворечиво объяснить закономерноеизменение формы времяпролетных кривых, наблюдающихся в пленках МДПпри увеличении энергии электронов пучка от единиц до десятковкилоэлектронвольт.66Пока максимальный пробег электронов не превышает толщиныобедненногослоя,навремяпролетнойкривойнаблюдается«горб»,образование которого обусловлено тем, что дырки выходят из обедненногослоя, где их подвижность низка, и попадают в объем, где их подвижностьзаметно выше. При определенном соотношении толщины слоя и пробегаэлектронов (а также подвижностей дырок в слое и объеме образца) горбпревращается в горизонтальное плато, создавая иллюзию установленияквазиравновесного транспорта.

На самом деле, транспорт дырок как вобедненном слое, так и объеме МДП остается неравновесным. Придальнейшем увеличении энергии электронов пучка горизонтальное платосменяетсянаклоннымплечом,котороевдальнейшемисчезает,авремяпролетная кривая принимает вид монотонно спадающей кривой безкакого либо указания на время пролета.В создавшейся ситуации представляло интерес, используя модельММЗ для двухслойной структуры образца МДП, попытаться объяснитьпостоянство времяпролетных кривых с горизонтальным плато при измененииэлектрического поля в широких пределах [34, 36], проведя сравнительныерасчеты для двух наиболее распространенных типов энергетическогораспределения ловушек по энергии: экспоненциального и гауссова.В качестве исходных значений параметров модели многократногозахвата для двухслойной структуры образца МДП выбраны такие, которыеобеспечивают появление горизонтального плато на времяпролетных кривыхв типичных условиях лабораторного эксперимента (толщина слоя МДП L =20 мкм, электрическое поле F0 = 2×107 В/м, температура T = 290 К) [17].Параметры ММЗ-э и ММЗ-г для объема образца МДП близки к таковым для30% ДЭГ: (см.

табл. 3.3) [9, 10]. Именно этот МДП использован в работеШайна и др. [102]. Толщина обедненного приповерхностного слоя ( d ) изоны генерации носителей заряда ( l ), так же, как и отношениемикроскопических подвижностей дырок (подвижных носителей заряда) в67объеме и обедненном слое R  0 / 0 подобраны в ходе предварительныхрасчетов [9-11] для обеспечения горизонтального плато на времяпролетныхкривых (их значения также приведены в табл. 3.3) и удовлетворительногосогласия с экспериментальными данными. Коэффициент  PF в соответствиис экспериментальными данными, полученными в работе [102], принятравным 0.39 (мкм/В)1/2.

Характеристики

Список файлов диссертации