Диссертация (1137321), страница 4

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

Текст из файла (страница 4)

Параметры  ,  l и18t av подбираются статистической обработкой времяпролетной кривой по2критерию  . Точность определения подвижности в указанном подходесоставляет 0.1%. ПФ-зависимость подвижности подтверждена с высокойточностью. Неудовлетворительность метода состоит в предписанномхарактере гауссова распределения обратных времен пролета (  прямоопределяется по начальному (допролетному) участку времяпролетнойкривой. В последующем нами разработана программа численного счетауравнений ММЗ-э с целью определения параметров модели [44]. При   0.6аналитическая теория, предложенная в работе [12], оказывается неточной.Приблизительно в это же время (начало 90-х гг.) возрос интересисследователей к проблеме влияния полярности среды на транспортносителей заряда в МДП, стимулированный работами, выполненными влаборатории Ванникова [45-47].

Изучали неполярный МДП, а именнополистирол (ПС), допированный трифениламином (ТФА) при массовой доледопанта 0.33 (  = 1нм). Полярность среды изменяли введением в МДПинертной добавки динитробензола в пара-, мета- и орто-конфигурации сдипольным моментом молекулы 0.5, 4 и 6 D соответственно.

Введениепервой добавки практически не изменило ни подвижность дырок, ни ееэнергию активации. В случае мета-динитробензола изменения носилиумеренный характер и только при введении орто-динитробензола изменениябыли разительными. Так при ее максимальной концентрации 6 мас.%,относительная диэлектрическая проницаемость МДП возросла от 2.9 до 4.9,подвижность снизилась в 320 раз, а ее энергия активации возросла почти 2.5раза (от 0.18 до 0.46 эВ).

Для объяснения наблюдаемого эффектаиспользовали теорию диэлектрического континуума [47].Борзенбергер [48] исследовал роль полярности полимерной матрицы,сравнив значения подвижности дырок в нескольких полимерах при ихдопировании 40 мас.% слабо полярного низкомолекулярного соединениятритолиламина (ТТА, близкого аналога ТФА). В более полярных матрицах19подвижность была заметно ниже. Например, в допированном ПК онаоказалась на 2 порядка выше, чем в допированном полиметилметакрилате. Ксожалению, вопрос о количественной оценке полярности в статье неподнимался. В следующей работе из этой серии [49] в качестве допантаиспользовалислабополярноесоединениетолиламинофенилциклогексан(ТАФЦ) при массовой концентрации 75%.

Сравнивали подвижности дырок вполистироле(ПС)илиболееполярномПК,атакжевчистомнизкомолекулярном стекле ТАФЦ. При интерпретации данных использовалиформулу, объединяющую идеи Гилла и Шайна (ПФ-зависимость) и Бэсслера(неаррениусовская температурная зависимость), получившую впоследствииширокое распространение (   1.5) [50, 51]:2 2  ( , , F0 )  0 exp ( ) exp C ( 2   2 ) F01/2 (1.13) 3 Здесь C - эмпирическая константа (2.9  10-4 (см/В)1/2,    / kT и  дополнительный параметр МГБ, отражающий наличие прыжковых центровпространственного и ориентационного беспорядка. Было показано, чтодырочная подвижность в стекле и допированном ПС почти одинакова (но впоследнем все-таки несколько ниже), хотя в допированном ПК онаснижалась почти на 2 порядка.В этой ситуации авторы предложили объяснять влияние полярностисреды на подвижность носителей заряда через изменение параметра  ,величина которого теперь складывается из нескольких статистическинезависимых слагаемых, отражающих вклад в полную энергию беспорядка(  ) поляризационной (ван-дер-Ваальсовой) и дипольной (элементарногозвена полимера, а также молекул допанта или добавки, если таковаяприсутствует), так что  (  i2 )1/2(1.14)iВдальнейшем,этотподходполучилназваниеформализмадипольного беспорядка Борзенбергера-Бэсслера.

В рамках этого подхода20становится понятным резкое снижение подвижности носителей заряда сростом полярности среды, так как оно неизбежно сопровождается ростомдипольных моментов соединений, входящих в состав МДП. Аналогично, этообстоятельство вызывает рост энергии активации Eaпри обработкеэкспериментальных данных в координатах lg   1 / T .Вработе[52]приведенырасчетыпометодуМонте-Карлоэнергетических уровней прыжковых центров в присутствии поляризуемыхмакромолекул и жестких диполей молекул допанта или добавки. В качествепримера показано, что энергия дипольного беспорядка в кубической решетке( a  0.6 нм) полярного допанта с дипольным моментом 2.5 Дориентированыхаотическивпространстве)диэлектрической проницаемости среды 3.0,  dпри(диполиотносительной= 0.061 эВ.

Такжеустановлено, что энергия беспорядка, связанная с поляризацией молекулсреды без различия их природы,  vdWблизка к 0.055 эВ. Богатыйэмпирический материал по влиянию дипольного момента допанта нарезультирующую подвижность дырок в МДП содержится в работе [53].Окончательное оформление эти идеи получили в обзорах [54, 55]. Втечение 1993-1998 гг. было исследовано большое число МДП как сдырочной,такисэлектроннойпроводимостью,чтоподтвердилоприменимость формализма дипольного беспорядка в МДП.

Полученныеданные обобщены в книге [56].Основные нерешенные вопросы в области электронного транспорта вМДП по состоянию исследований на 1998 г. оказались связанными систинной природой ПФ-эффекта и выяснением роли, которую играютполяроны малого радиуса в температурно-полевой зависимости подвижностиносителей заряда. Кроме того, требовалось решить вопрос со степеньюнеравновесности транспорта в полярных МДП, а также в ПВК, модельномполимере для модели гауссова беспорядка Бэсслера.21Путь к решению ПФ-полевой зависимости подвижности носителейзаряда в МДП прошел через неудачные модели дипольного континуума (очем уже говорилось выше) и дипольных ловушек [57, 58]. Авторы работы[57] отмечают, что динамический расчет модели дипольных ловушекпозволил впервые объяснить происхождение ПФ-эффекта, обнаруженного вработах [6, 24-26], исходя из четких физических представлений, устраняятрудности, выявленные ранее в работе [59].

В ней авторы ассоциировали ПФэффект с влиянием поля на скорость выхода захваченных дырок дипольныхловушек. Но реализация этой идеи потребовала нереально больших значенийкак дипольных моментов молекул допанта, так и диэлектрическойпроницаемости полимерной матрицы когда. В конце концов, от неепришлось отказаться и в обзоре [58] отмечается, что модель дипольныхловушек следует рассматривать лишь как модель единичной ловушки, но некак теорию транспортного процесса в целом [58].В дальнейшем Новиков и Ванников сосредоточились на исследованиихарактеристикпотенциала,пространственногозадаваемогораспределенияслучайноэлектростатическогоориентированнымидиполями,расположенными в узлах кубической решетки [60, 61].

Были существенноуточнены выводы работы [52] в части влияния группы сильных диполей навид потенциального рельефа в высокоэнергетической части распределенияпотенциала (по модулю). Но самый важный результат состоял в том, чтопространственное распределение потенциала оказалось пространственнокоррелированным. Функция корреляции C ( r )   (0) ( r )  a / r , где a постоянная решетки. Теоретический анализ, подкрепленный расчетами пометодуМонте-Карлопоказал,чтопространственноераспределениепотенциала носит коррелированный характер с ярко выраженной доменнойструктурой: близкие диполи имеют и близкие значения электростатическойэнергии (еe среднее значение равно нулю). Однако глобально этораспределение все-таки остается гауссовым.

В этом состоит принципиальноеотличие в пространственном распределении энергии прыжковых центров в22МГБ и в системе жестких диполей. По мнению авторов статьи [61] этот фактдолжен оказывать самое сильное влияние на транспорт носителей заряда.В статье [62], вышедщей одновременно с работой [60] (но поданной вжурнал на 2.5 месяца позже), идея пространственной корреляции энергиипрыжковыхцентровиспользуетсядляколичественногообоснованияприроды ПФ-эффекта в полярных молекулярных системах. Отождествлениежестких диполей с полярными молекулами допанта должно привести кпоявлению ПФ-зависимости подвижности от электрического поля.

Так оно иоказалось.В модели дипольного стекла (МДС) [63] прыжковые центры, как и вМГБ, располагаются в узлах кубической рещетки, а темп переходаблуждающей дырки по-прежнему задается формулой Миллера-Абрахамса. Скаждым таким центром связывается диполь, случайно ориентированный впространстве (его величина принимается равной дипольному моментумолекулы допанта).

Методом Монте-Карло рассчитывается конкретнаяконфигурация электростатического потенциала. Энергия прыжкового центраотождествляется со значением потенциала в месте его расположения, и какужеуказановыше,ихэнергетическоераспределениеоказываетсяавтоматически пространственно коррелированным. После этого методомМонте-Карлорассчитываютвремяпролетныекривыеиисследуюттемпературно-полевую зависимость подвижности.Оказалось,чтополученныерезультатыхорошоописываютсяполуэмпирической зависимостью, близкой к той, что использована вформализме дипольного беспорядка: 9   dd  2  dd 3/2   0 exp  0.782eaF/(1.15)0dd 25kTkTгде  0 имеет стандартный смысл подвижности дырок на рассматриваемойрешетке прыжковых центров при отсутствии энергетического беспорядка, dd - дипольная энергия беспорядка, обусловленная жесткими диполями.

Характеристики

Список файлов диссертации