Диссертация (1137321), страница 5
Текст из файла (страница 5)
В23данной модели полная энергия беспорядка, очевидно, совпадает с dd ,определяянеаррениевскуютемпературнуюзависимость.Согласноприведенной формуле она же определяет и область инверсного ПФ-эффекта,в которой подвижность падает с ростом электрического поля. Таким образом,природа ПФ-эффекта была установлена.Предложенная модель предсказывала быстрый выход транспортадырок на квазистационарный режим с образованием слегка наклонного платона времяпролетных кривых, и что очень важно, при затянутом спаде токапосле пролета, который описывается степенным законом j t 2при 2 2.0, как и в модели многократного захвата при 1.0 при ее формальномрассмотрении.Надо отметить, что пик изучения транспорта носителей заряда в МДП(температурные, полевые и концентрационные зависимости подвижностидырок и электронов) пришелся на 1995 г.
и постепенно иссяк к 2000 г., сразупосле кончины Борзенбергера в 1998г. Как уже отмечалось выше, всеполученные за этот период результаты систематизированы в книге [56] (1998г. издания). Обработка всех результатов выполнена с применениемформализма дипольного беспорядка Борзенбергера-Бэсслера (см. формулу(12). Укажем также на одну из немногих экспериментальных работ, гдеобработка экспериментальных данных выполнена с использованием моделидипольного стекла [64].Интенсивная теоретическая проработка МДС как в одномерном(точное аналитическое рассмотрение), так и трехмерном приближении(метод Монте-Карло) подробно изложена в диссертации Новикова С.В [65].Особо внимания заслуживает работа [66], в которой устанавливается природафактора, непосредственно ответственного за ПФ-зависимость подвижностиот поля: это время выхода дырки из характерного кластера, выступающего вроли критической глубокой ловушки, контролирующей транспорт дырок в24приложенном электрическом поле. Эта идея была использована позднее привыборе зависимости частотного фактора ММЗ от электрического поля [67].Непосредственное отношение к проблеме полевой и температурнойзависимости подвижности носителей заряда в МДП имеет вопрос о степениравновесности (квазистационарности) электронного транспорта.
Априориможно ожидать, что транспорт дырок и электронов в кристаллическихорганических веществах должен быть гауссовым с самых коротких временпосле их введения в среду, зонным при низких температурах и прыжковымпри повышенных [68]. Именно такой тип транспорта электронов в антраценеобнаружен в работе [69], в которой наблюдали горизонтальное плато, подлительности которого определили подвижность электронов 1.75 см2/ В спри комнатной температуре.
Для обработки хвоста времяпролетной кривойна этапе спада после пролета авторы использовали диффузионно-дрейфовоеприближение. В результате было найдено значение коэффициента диффузииэлектронов 0.06 см2/ с, близкое к требуемому значению (0.044 см2/ с)согласно соотношению Эйнштейна.Вэтомотношениипоказательнырезультатыисследованияподвижности электронов в монокристаллах антрацена и нафталина,полученные в конце 70-х и начале 80-х Шайном и сотр. [70-74].
В этихработах показано, что транспорт электронов и дырок в указанныхмонокристаллах является гауссовым (но в присутствии мелких ловушек,требующих принятия специальных мер при обработке экспериментальныхданных) при близких значениях подвижности обоих носителей заряда и ихслабой полевой и температурной зависимости. Именно Шайн [34, 35]впервые серьезно поставил вопрос о загадочной природе времяпролетныхкривых с горизонтальным плато, наблюдавшихся регулярно в МДП [14, 56].Дело в том, что спад тока после пролета был крайне затянут и происходил постепенному,анеэкспоненциальному закону,диффузионно-дрейфовоеприближение.какФормальноэтогомодельтребовалогауссовабеспорядка Бэсслера [16, 54] допускает образование горизонтального плато,25но при этом спад тока после пролета должен происходить опять-же позакону, близкому к экспоненциальному.
Модель дипольного стекла в этомотношении очень близка к решению этой проблемы [63, 65], но как будетпоказано ниже, и она сталкивается с трудностями фундаментальногохарактера. Но решение этого вопроса требует рассмотрения новыхрезультатов, полученных в последнее время с использованием радиационноиндуцированного варианта времени пролета.В течение длительного времени изучение транспорта носителейзарядавнеупорядоченныхдиэлектрикахинеорганическихстеклахпроводилось методом радиационной электропроводности. В этих материалахэффекты пролета практически отсутствовали. Поэтому значения параметровмодели ММЗ-э (в этом специальном случае получившей название моделиРоуза-Фаулера-Вайсберга(РФВ)основывалосьнаформекривыхпереходного тока ( lg j lg t ) и оценке выхода свободных носителей зарядапо теории Онзагера в рамках ионно-парного механизма радиолиза притипичном удалении электрона от дырки в изолированной паре r0 = 6 нм [75].Несмотря на очевидную ограниченность экспериментальных данных,связанную с невозможностью применения классической времяпролетнойметодики, были определены все основные параметры модели РФВ длябольшинства технических полимеров [76, 77] , включая фотопроводящийПВК, базовый полимер при разработке модели гауссова беспорядка Бэсслера[16].Выяснилось, что транспорт дырок в этом полимере все-такидисперсионный( 0.5),несмотрянапротиворечивыеданныевремяпролетных измерений [4, 5, 16, 78-81].Здесь необходимо сделать важное отступлени.
Дело в том, чтовремяпролетные измерения в МДП и ПВК во всех лабораториях мира заисключением группы Тютнева в МИЭМ (в настоящее время в МИЭМ НИУВШЭ),проводилисьипроводятсядосихпорсиспользованием26традиционного (оптического) варианта времени пролета, обеспечивающеголишь приповерхностную генерацию носителей заряда (или их оптическуюинжекцию из специального генерационного слоя, чаще всего Se).Эта группа исследователе начала использовать электронную пушкуЭЛА-65, позволяющую получать моноэнергетические электроны с энергией винтервале от 1 до 60 кэВ как в виде отдельных импульсов, так и внепрерывном режиме.
Раньше при изучении радиационной проводимостиприменяли электроны с энергией порядка 65 кэВ [82-85], а начиная с 2000 г.при изучении электронного транспорта в МДП начали использовать иэлектроны с энергией от 1 до 10 кэВ [86-88].БлагодаряШайну,былустановленпрямойконтактсисследовательской лабораторией фирмы Eastman Kodak, в которой былиприготовлены образцы типичных МДП, в том числе впервые в видесвободных пленок. Применение всех трех вариантов времяпролетнойметодики ВПМ, ВПМ-2 и ВПМ-1а (соответственно с приповерхностной,объемной и регулируемой толщиной зоны генерации) позволило разработатьмодель многократного захвата для двухслойной структуры образца МДП[67,89-92]. Центральная роль в новом подходе принадлежит обедненномуприповерхностному слою пленки, запаздывающая генерация носителейзаряда из которого и приводит с ростом энергии электронов пучка (аследовательно и толщины зоны генерации) сначала к образованиюгорбообразного плато (ВПМ), затем к формированию горизонтального плато(ВПМ-1а), переходящего в бесформенную кривую типа гиперболы примаксимальной энергии электронов (ВПМ-2).
При этом транспорт дырок вобъеме образца является слабо дисперсионным (эффективный параметр 0.75 при 290 К).Предложенная модель прошла успешную проверку на примере ПК,допированного 30 мас. % ДЭГ и ТТА [91, 93]. Тем не менее, модельмногократного захвата для двухслойной структуры образца МДП попрежнему сталкивается с неприятием рядом исследователей в этой области27[94, 95]. Если раньше основной аргумент оппонентов состоял в наличиигоризонтального плато на времяпролетных кривых, регистрируемых в МДП,то теперь в качестве такового используется факт независимости подвижностиот толщины полимерного слоя [14, 38, 96] (в первой из этих работ винтервале толщин 2-9 мкм, а во второй – от 8 до 80 мкм).
Вместе с тем, вработе [80] сообщили о степенном росте времени пролета с увеличениемтолщины пленки ПВК, что свидетельствует о снижении подвижности сростом толщины слоя полимера в соответствии с формулой (3) при = 0.6.Исследования по толщинной зависимости подвижности в ПК,допированном 30 мас. % ДЭГ, предпринятые нашей группой [97], не далиокончательных результатов, но они позволили по новому взглянуть на,казалось бы, столь ясную проблему толщинной зависимости подвижностиносителей заряда в молекулярно допированных полимерах. Действительно,при ее решении мы сталкиваемся с рядом очень тонких эффектов,требующих повышенной точности при проведении соответствующихэкспериментов.Начнем с одного достаточно очевидного факта. С точки зренияобщепринятыхтолщиннаятеорийзависимостьгауссовабеспорядкаподвижностидолжнаилидипольноговообщестеклаотсутствовать.Поэтому зависимость времени пролета (основной наблюдаемой величины)окажется прямо пропорциональной толщине образца (электрическое поле,естественно, предполагается постоянным), т.е.
ttr L . С другой стороны,теория дисперсионного транспорта предсказывает зависимость типа ttr L1/ ,т.е. L1.33 для = 0.75. В идеальном случае подобное различие хоть и мало, нов принципе может быть зарегистрировано. Но даже в этом случае для егонадежной регистрации необходимо проведение измерений на большом числеобразцов с последующим применением методов статистического анализа.Реальное положение вещей гораздо сложнее. Образцы МДП,вырезанные даже из одной пленки, уже имеют значительный разброс по28форме времяпролетных кривых, что неизбежно приводит к заметномуразбросу и времен пролета. Но это, так сказать, случайное явление. Переходк пленкам другой толщины привносит отклонения уже систематическогохарактера,связанныесразличнойстепеньюзавершениятакихтехнологических процессов приготовления пленок как растворение добавкиили удаление растворителя при сушке пленки.
Последний процесссопровождающеесянеизбежнымвыпариваниеммолекулдопантаизприповерхностных слоев пленки, создавая градиент концентрации этихмолекул по ее толщине, что, в свою очередь, приводит к изменению формыкривых переходного тока [97]. При решении вопроса о природе транспортаносителей заряда в МДП экспериментальные данные по зависимостиподвижности от толщины образца следует использовать крайне осторожно[98].Следует согласиться с заключением авторов обзора [58] о том, чтопредпочтительнее сравнениезависимостей, снятых на одном и том жеобразце методом неразрушающих испытаний, например, при измененииэлектрического поля или температуры. К такого рода экспериментам следуетотнести и изменение формы кривой переходного тока в радиационноиндуцированном варианте метода времени пролета при переходе отприповерхностного способа генерации носителей заряда к объемному [99].Вызывал сомнение и тот факт, что в радиационно-индуцированномметоде времени пролета используются быстрые электроны, механизмионизации среды которыми все-же отличается от фотоионизации, являясь“более жестким”.
Этот вопрос специально изучен в работе [100]. Показано,что для приповерхностного способа генерации (ВПМ) или объемного (ВПМ2), но в малосигнальном приближении, эти различия несущественны. Болеедетальный анализ этих различий в методе ВПМ-2 показал [101], что различиявозможны только при коротких временах после генерации, поскольку вотличие от фотонов быстрые электроны ионизуют и сами макромолекулы(ПК, ПС и даже ПММА).
Влияние этого фактора на предпролетную, а уж тем29более на послепролетную ветвь времяпролетной кривой, может быть сведенок минимуму.Так до конца и не получил своего разрешения вопрос обуниверсальностивремяпролетныхкривыхвМДПврежименедисперсионного (nondispersive, англ.) транспорта, когда плато на них имеетгоризонтальный или слегка наклонный вид, инициированный работой Шайнаи др. [34] еще в 1993 г. и подтвержденный им же через 16 лет [102]. Влитературе предлагаются два кардинальных подхода. Первый основан намоделидипольногостекла[63,65],второйобъясняетсвойствоуниверсальности кривых ВПМ-2, базируясь на модели многократногозахвата с тем или иным распределением ловушек по энергии длядвухслойной структуры образца МДП [44, 67, 103-106].Вэтойэкспериментальныесвязижелательноисследованияприродыпровестидополнительныегоризонтальногоплатовполярных МДП для проверки применимости модели дипольного стекла [63,107-109].
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
