Диссертация (1137321), страница 12

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

Текст из файла (страница 12)

формулу (3.5)).Отсутствие пространственной зависимости в модели отражает тотфакт, что рассматриваемое явление относится к неограниченной среде, вкоторой существует постоянное и однородное электрическое поле, причемсамо облучение однородно по объему, постоянно по интенсивности и несопровождается ослаблением излучения по глубине полимера, Объемныйзаряд, искажающий приложенное электрическое поле, отсутствует, так какобразец полимера, как во время облучения, так и после его окончанияостается электрически нейтральнымНа данном этапе при проведении расчетов не учитывались какэффекты пролета, так и объемного заряда, неизбежно проявляющиеся приподобного рода исследованиях в режиме большого сигнала, когда искаженияполем объемного заряда при больших временах прогрессивно возрастают столщиной образца [93].

Для минимизации обоих эффектов интервалсравнения теоретических и экспериментальных кривых ограничен временамиt  0.1 ttr . Основные результаты получены для 10% ДЭГ:ПК [126](аналогичные результаты получены и в 6% ТТА:ПС [127]).Для анализа бимолекулярной рекомбинации рассчитываются кривыепереходного тока для нескольких значений скорости генерации носителейзаряда g0 (м-3с-1), кратных десяти и охватывающих диапазон значений, прикоторых влияние рекомбинации в интересующей нас области времен(заметно меньших времени пролета) как практически отсутствует, так инадежно проявляется. Сравнение теоретических и экспериментальныхкривых позволяет определить коэффициент бимолекулярной рекомбинацииkr и сделать заключение о ее механизме.

В качестве пробного значения kr75выбрано, естественно, его ланжевеновское значение krL  (e /  0 ) 0всоответствии с подходом, предложенным в работе [125].Образцы молекулярно допированного ПК с массовой концентраций10% ДЭГ приготовлены в лаборатории фирмы Eastman Kodak по принятойтам технологии [102]. Толщина образцов, отобранных для проведенияиспытаний (всего 6 шт.), составляла 18  1 мкм. Измерения проводили ввакууме 10-3 Па при комнатной температуре (295  1К) в электрическом поле 4 107 В/м.

Облучение проведено прямоугольными импульсами ускоренныхэлектронов с энергией 50 кэВ длительностью 1 мс. При облучении такимиэлектронами мощность дозы по толщине образца изменяется не более чем на20% от среднего значения. Плотность тока электронов в методе НРЭконтролируемо изменяли на 3−3.5 порядка, обеспечивая при этом еепрактически равномерное распределение по площади облучения.На рис.

4.1 приведены основные экспериментальные результаты.Теоретическиеиэкспериментальныекривыепереходноготокаприминимальной скорости объемной генерации 2.0  1023 м-3с-1 совмещались при10 мс и служили эталоном сравнения для остальных кривых. Видно, чтовлияние плотности тока электронов (мощности дозы) на вид кривыхпереходного тока хорошо прослеживается.76Рис. 4.1. Экспериментальные (сплошные) и теоретические(штрих-пунктирные) кривые переходного тока при скорости объемнойгенерации g0 = 3  1023 (1), 3  1024 (2), 3  1025 (3) и 9  1025 м-3с-1 (4).Вопросохарактеребимолекулярнойрекомбинациивнеупорядоченных органических системах получил в последнее времязначительное внимание [128].

Сообщается, что в некоторых из нихнаблюдается неланжевеновская рекомбинация, при которой эффективныйкоэффициент рекомбинации намного меньше его ланжевеновского значения[129]. В исследованном нами МДП рекомбинация носителей заряда следуетзаконам диффузионно-контролируемого процесса, а константа скоростирекомбинации близка к ланжевеновской. Отметим, что подобное заключениеполучено в ходе экспериментов, поставленных по классической схеме:объемная, практически однородная генерация носителей заряда дляпрямоугольного импульса излучения при изменении скорости генерации в10, 100 и 1000 (3000) раз с последующим сравнением с выводами модели,параметры которой определены по результатам независимых измерений.77Одна из задач настоящей работы состояла в том, чтобы выяснить, невлияет ли концентрация допанта (или определяемая ей дрейфоваяподвижность дырок) на характер бимолекулярной рекомбинации.

Снижениевесовой доли допанта от 30% [67] до 10%, когда дрейфовая подвижностьдырок упала более чем в 300 раз (после пересчета данных работы [67] сучетом полевой зависимости подвижности (см. [102]), практически несказалось на характере бимолекулярной рекомбинации. Как и следовалоожидать, для этого пришлось снизить параметр 0 ММЗ-г от 10-6 до 2  10-9м2/(В с), т.е. в 500 раз.4.2. Радиационно-импульсная электропроводность полимеров всильных электрических полях.С середины 70-х и до конца 80-х нашей группой был выполнен циклработ по радиационно-импульсной электропроводности (РИЭ) техническихполимеров при их облучении импульсами (40 нс или 2 мкс) ускоренныхэлектронов с энергией 8 МэВ, как правило, при комнатной температуре (см.обзор[130]икниги[99,131-133]).Полученныерезультатыинтерпретировали на базе квазизонной модели РФВ (см.

систему уравнений4.1)спривлечениемзаимствованныхизосновныхионно-парноготеоретическихмеханизмапредставлений,радиолизажидкихуглеводородов (теория Онзагера, ланжевеновская рекомбинация) [134].Совершенно очевидно, что эти данные, относящиеся к однородномуоблучению пленок полимерных материалов в режиме малого сигнала, самымнепосредственным образом характеризуют транспорт избыточных носителейзаряда в полимерах. Установлено, что в отклике полимеров можно выделитьмгновенную и задержанную составляющие РИЭ. Первая из них описываетсякинетикойпервогопорядкаспостояннойвременипорядкадолейнаносекунды.

Вторая обусловлена прыжковым транспортом носителейзаряда как в составе геминальных (близнецовых) пар, так и в объемеполимера.78В то время принималось, что единственной причиной наблюдаемойзависимости амплитуды задержанной составляющей от электрического поляявляется рост выхода свободных зарядов, образующихся при термополевойдиссоциации геминальных пар по механизму Онзагера. При таком подходене следовало ожидать изменения формы отклика полимера с ростомэлектрического поля. Однако эксперимент свидетельствует о том, что нарядус ростом амплитуды задержанной составляющей РИЭ, происходит и резкоесокращение времени полуспада наведенного тока после окончания импульсаизлучения (рис.

4.2). Влияние объемной рекомбинации в этих экспериментахисключалось [135, 136]..Рис. 4.2. РИЭ ПС, мощность дозы в максимуме треугольногоимпульса быстрых электронов 5·108 Гр/с, постоянная времени измерения RC= 1.5 нс, сигнал с цилиндра Фарадея (1), радиационная электропроводностьПС в поле 6.4·107 (2) и 1.6·108 В/м (3). Длительность импульса электронов наполувысоте 40 нс, их энергия 8 МэВ [135].

R0  мощность дозы электронногооблучения.79Применительно к случаю импульсного облучения длительностью t p врежиме малого сигнала система уравнений (4.1) значительно упрощается: вней может быть опущен последний (рекомбинационный) член в первомуравнении. По той же причине, на этапе релаксации после прохожденияимпульса излучения можно считать, что P  const , В соответствии сквазизонным характером транспорта принимали, что параметры 0 ,  0 и  0не зависят от электрического поля.

Его влияние сводилось к увеличениюскорости генерации свободных зарядов g0 и некоторому искажению спадазадержанной составляющей  rd за счет необычного вклада в ток выжившихгеминальных пар [133].Однако за последние годы взгляд на транспорт носителей заряда внеупорядоченных органических средах существенно изменился.

Былоустановлено, что он имеет прыжковую природу и осуществляется путемтермо-активированныхпрыжковпосистемемолекулярныхгрупп,присутствующих в макромолекулах или вводимых в полимер в качестведопанта [56]. Показано, что с хорошим приближением теория многократногозахвата по-прежнему может быть использована квазизонная модельтранспорта, но с одним важным дополнением.

Оказывается, что теперьчастотный фактор модели начинает зависеть от электрического поля позакону Пула-Френкеля (см. раздел 3)Для проведения анализа выбран ПС, полимер, для которого имеетсяобширная литература, позволяющая определить значения параметров моделиРФВ в слабых электрических полях, необходимые для корректногообъяснения данных рис. 4.2.Численное решение системы уравнений (4.1) проведено по методике,изложенной в работе [137], но в нашем случае для треугольного импульсарадиации.

Параметры модели для ПС в электрическом поле 2·107 В/мприведены в табл. 4.1, составленной по данным работы [138].80Согласно рис. 4.2 рост задержанной составляющей при t = 100 нс(когда вклад мгновенной составляющей уже отсутствует) при переходе отполя 6.4·107 В/м к 1.6·108 В/м достигает приблизительно 9 раз по сравнениюс кривой 1 на том же рисунке.

Этих данных достаточно для грубой оценкипараметра  PF . Он равен приблизительно 0.48 (мкм/В)1/2. Используя значениечастотного фактора из табл. 4.1 для поля 2·107 В/м, найдем с помощьюформулы (3.7), что  00 = 0.35·106 с-1. На рис 4.3 представлены результатырасчета РИЭ для тех же самых полей, что и на рис. 4.2, но для значенийчастотного фактора  0  1.6·107 (64 В/ мкм) и 1.5·108 (160 В/ мкм).Сравнение кривых, представленных на рис. 4.2 и 4.3 показывает, чтодостигнуто качественное согласие расчетных и экспериментальных данных.Воспроизведенасильнаянелинейнаязависимостьзадержаннойсоставляющей электропроводности, хотя полного количественного описанияне достигнуто: вместо 9 раз ее рост составил только 6 раз по сравнению скривой 1 на рис.

2. Также видно, что наряду с этим удалось добитьсясущественного ускорения спада задержанной составляющей, как этонаблюдалось и в эксперименте.Рис. 4.3. Расчетная кривая РИЭ ПС в поле 6.4·107 (1) и 1.6·108 В/м (2).Длительность треугольного импульса электронов на полувысоте 40 нс.81Сравнение кривых, представленных на рис. 4.2 и 4.3 показывает, чтодостигнуто качественное согласие расчетных и экспериментальных данных.Воспроизведенасильнаянелинейнаязависимостьзадержаннойсоставляющей электропроводности, хотя полного количественного описанияне достигнуто: вместо 9 раз ее рост составил только 6 раз по сравнению скривой 1 на рис. 4.3. Также видно, что наряду с этим удалось добитьсясущественного ускорения спада задержанной составляющей, как этонаблюдалось и в эксперименте.Таблица 4.1. Параметры модели РФВ для ПС для несколькихзначений электрического поля (Т= 290К).F0 , В/м 0 , с-10 ·105,0 , с3·10-110.353·10-110.353·10-110.352м /(В с)762·103·106.4·1071.6·1071.6·1081.5·108111При проведении расчетов не учитывали увеличение радиационнойэлектропроводности вследствие роста радиационно-химического выходасвободных зарядов по теории Онзагера (см.

Характеристики

Список файлов диссертации