CC BY
100
В. В. Рычгорский
РОЛЬ ПОВЕРХНОСТИ ПРИ ГЕНЕРАЦИИ ВТОРОЙ ГАРМОНИКИ В КРИСТАЛЛАХ ТИТАНАТА БАРИЯ И ТИТАНАТА СВИНЦА
При облучении мощным лазерным лучом кристаллов титаната бария и титаната свинца, которые не обладают естественным синхронизмом, тем не менее возникает излучение второй гармоники в виде центрального луча, коллинеарного падающему, и боковых лучей, идущих под углом, характерным для конкретного вещества. Одним из механизмов, объясняющих появление боковых лучей, предполагается дисторсионный эффект, приводящий к появлению на поверхности кристалла периодической структуры, что позволяет выполнить условие квазисинхронизма, в результате чего возникает излучение второй гармоники под определенным углом к лучу накачки.
При генерации второй гармоники в кристаллах ВаТЮз в диаграммах распределения интенсивности второй гармоники после выхода из кристалла обнаруживаются два сравнительно широких максимума под углами около 7 градусов в обе стороны от направления луча первой гармоники. В кристаллах РЬТЮз это явление более ярко выражено, наблюдаются два более узких пика под угла-
ми около 11 градусов (рис. 1). (См. также работу [1], но сделанную на другом кристалле и при другой геометрии). В литературе [2] дана интерпретация этого явления с привлечением механизма синхронизации вторичного излучения на близкой к периодической доменной структуре в виде узких приповерхностных доменов, идущих под углом 45 градусов к поверхности. То, что боковые пики более четко проявляются на титанате свинца, позволяет предположить, что пространственная монохроматичность структур, обусловливающих появление луча второй гармоники под определенным углом, как-то связана с величиной спонтанной стрикции, которая в титанате свинца существенно больше, чем в титанате бария. Природу этих структур в работе [3] предлагается объяснить с привлечением открытого Э. В. Бурсианом с сотрудниками в 1967 г. эффекта изгиба сегнетоэлектрического кристалла [4, 5]. Этот эффект заключается в том, что при поляризации тонкая (порядка 1 мкм) пленка изгибается, при переполяриза-ции изгиб меняет знак; если менять кривизну внешним механическим воздействием, то наблюдается ток переполяризации. Эти явления были объяснены дис-торсионным искажением элементарной ячейки при установлении большой спонтанной поляризации. С точки зрения микроскопии такая дисторсия энергетически выгодна, так как уменьшает перекрытие электронных оболочек ионов ячейки.
Рис. 1. Угловое распределение интенсивности второй гармоники для кристаллов титаната бария и титаната свинца
Численные оценки показывают, что, несмотря на незначительность такого искажения (порядка одного градуса для отдельной свободной ячейки и много меньше для ячеек, связанных в решетку на областях кристалла размерами 104-105 ячеек) энергия возникающих напряжений в массивном кристалле может на несколько порядков превышать электрическую и энергию, связанную с однородной деформацией. В результате этого изгиб может простираться на некоторую определенную длину Л. За этой длиной для соблюдения энергетического баланса должны возникнуть изгиб и спонтанная поляризация в обратную сторону (рис. 2). Величина Л может быть оценена из сопоставления
энергии изгиба (типа изгиба балки [7]) с выигрышем энергии, освобождающейся при дисторсионном искажении всех ячеек.
Рис. 2. Предполагаемая структура поверхностного слоя сегнетоэлектрика, возникающая в результате дисторсионного искажения элементарных ячеек в сегнетофазе
В работе [6] явлению был присвоен термин «нелокальный пьезоэффект», поскольку оно обусловлено неоднородностью деформации и поляризация зависит от значения деформации не только в данной точке, но и в ее окрестности:
дв (г)
р (г) = ¿шеи (г) + ---, (1)
дх
т
где фи — пьезоэлектрический тензор, ви — тензор деформации. (После работ [4, 5] этот же эффект был снова открыт, но теперь уже в жидких кристаллах [9] и назван «флексоэлектрическим», сейчас описание этого явления часто фигурирует в литературе под третьим термином — «дисторсионный эффект»). Отметим, что выражение, аналогичное равенству (1), использовалось ранее в работе [8] для описания очень слабой деформации электронных оболочек атомов при искривлении кристаллической пластинки.
При анализе причин образования той или иной доменной структуры в сег-
1 Г
нетоэлектрике учитывается, прежде всего, энергия ЖЕ = — I ВЕIV, связанная с
2 V
деполяризующим электрическим полем, которая отлична от нуля при неполной компенсации дипольных моментов свободными зарядами. Приповерхностные домены связывают обычно с заряженными дефектами. Во вторую очередь учитывается энергия однородной деформации (в макроскопических объемах).
Из результатов работы [ 1 ] следует определенная периодичность доменной структуры, наблюдаемая практически во всех кристаллах титанатов бария и свинца. Это ведет к предположению, что при установлении микродоменной структуры дисторсионные искажения устанавливаются с более или менее определенным периодом Л (см. рис. 2).
Периодические структуры легче наблюдать в обратном пространстве — по углу рассеяния на них. При генерации второй гармоники сепарация пространственных частот усиливается эффектом синхронизации вторичного излучения. В этом случае рассеяние происходит не на любых Л, а только на Л = 2п/q, где q = к2т - кт . Из результатов работы [1] значения Л получаются порядка нескольких микрон.
В экспериментах по генерации второй гармоники часто наблюдается и луч коллинеарный, параллельный лучу накачки. Это зависит от того, как расположен кристалл сегнетоэлектрика по отношению к вектору поляризации первичного излучения. Меняя геометрию эксперимента или облучаемое место кристалла, можно наблюдать либо все три луча одновременно, либо только колли-неарный луч, либо только боковые лучи. Интенсивности коллинеарного и боковых лучей по-разному зависят от мощности накачки. В интенсивности коллинеарного луча проявляются осцилляции. Подробнее механизм возникновения коллинеарного излучения обсуждается в работе [10]. Боковые лучи таких осцилляций не обнаруживают, так же как и излучение второй гармоники от порошкообразного сегнетоэлектрика, что в рамках обсуждаемого механизма можно объяснить тем, что это излучение формируется непосредственно на поверхности кристалла.
Была предпринята попытка обнаружить обсуждаемые структуры независимым от оптических нелинейных свойств методом. Для этого использовался атомный силовой микроскоп. На рис. 3 показано изображение поверхности кристалла титаната бария, полученное этим микроскопом. Хорошо видна структура с периодом, близким к тому, который был получен по результатам работы [1].
Рис. 3. Изображение поверхности кристалла титаната бария, полученное атомно-силовым микроскопом
Сказанное позволяет в заключение сделать некоторые предположения:
— Упругая энергия в сегнетоэлектрике не равна нулю даже во внешне свободном кристалле и может превышать электрическую на несколько порядков. (Грубые оценки дают примерно четыре порядка).
— Монодоменное состояние кристалла становится неустойчивым даже при наличии внешнего поля. Встречные домены у поверхностей всегда присутствуют и имеют более или менее периодическую структуру.
— Нелокальный пьезоэффект (дисторсионные искажения), по крайней мере, частично определяет рисунок доменной структуры в объемном образце сегнетоэлектрика (на некотором расстоянии неоднородные напряжения должны быть сняты наличием противоположно или под углом направленной поляризации в соседнем домене).
— Доменная структура, образующаяся по такому механизму, имеет более строго периодический характер, поскольку она связана не со случайным распределением зарядов или дефектов в объеме кристалла и у его поверхности, а с периодическим накоплением упругой энергии при искривлении или тенденции к искривлению решетки, т. е. с принципиальной неоднородностью возникающих механических напряжений.
— Период такой структуры Л, естественно, как-то следует за изменением величины Ps при переходе от кристалла к кристаллу (в титанате свинца он меньше, чем в титанате бария, и более четко выражен.
— По-видимому, именно нелокальный пьезоэффект несет ответственность за часто наблюдаемое разрушение кристалла при переполяризации.
— В сильно проводящих сегнетоэлектриках, где любое электрическое поле практически мгновенно экранируется, доменная структура устанавливается по предполагаемому механизму. Распад на домены в таком случае будет происходить даже в металлическом пироэлектрике, где макроскопические электрические поля вообще отсутствуют.
— Возможно, что без внешнего поля доменный рисунок слабо связан или вообще не связан с электрической энергией. Поскольку связь между механизмом образования доменной структуры и наличием деполяризующих полей становится менее однозначной, аналогия между сегнетоэлектриком и ферромагнетиком становится еще более отдаленной.
— Строго говоря, дисторсионное искажение элементарных ячеек у поверхности кристалла будет стремиться превратить поверхность в сферу, что должно приводить к еще большим значениям энергии неоднородной деформации, такой двумерной кривизне будет препятствовать толща кристалла и различные протяженные дефекты кристаллической решетки. Но иногда тонкие (50-100 мкм) однородные пластинки титаната бария с площадью около 10 мм2 после длительного (несколько месяцев) хранения обнаруживают на поверхности в отраженном поляризованном свете сетчатый узор с размером клетки в доли миллиметра. С некоторой осторожностью это также можно трактовать как проявление дисторсионного эффекта.
БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЕ ССЫЛКИ
1. Vogt H. Appl. Phys. 1974. Vol. 5. P. 85.
2. Бурсиан Э. В., Залесский В. Г. Структуры, обеспечивающие квазисинхронизм при генерации второй гармоники в ВаТЮз:Бе // Физика твердого тела. 1999. Т. 41. № 6. С. 1076-1079.
3. Бурсиан Э. В. Роль нелокального пьезоэффекта в формировании доменной структуры сегнетоэлектрика // Мат-лы Международного семинара по физике сегнетоэластиков. Воронеж, 14-19 сентября, 2003.
4. Бурсиан Э. В., Зайковский О. И. Изменение кривизны пленки сегнетоэлектрика при поляризации // Физика твердого тела. 1968. Т. 10. № 5. С. 1413-1417.
5. Бурсиан Э. В., Зайковский О. И., Макаров К. В. Поляризация сегнетоэлектриче-ской пластины изгибом // Изв. АН СССР. Сер. «Физика». 1969. Т. 33. № 7. С. 1098-1101.
6. Бурсиан Э. В., Трунов Н. Н. Нелокальный пьезоэффект // Физика твердого тела. 1974. Т.16. № 4. С. 1187.
7. Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М. Теоретическая физика. Изд. 4-е. Т. 7. Теория упругости. М., 1987.
8. Коган Ш. М. // Физика твердого тела. 1974. Т. 16. № 4. С. 1187.
9. Meyer R. B. Phys. Rev. Lett. 1969. Vol. 22. № 18. P. 918-921.
10. Бурсиан Э. В., Рычгорский В. В. Автосинхронизация волн при генерации второй гармоники в сегнетоэлектрике // Изв. РАН. Сер. «Физика». 2000. Т. 64. С. 1129.
V. Rychgorskii
THE ROLE OF SURFACE AT SECOND HARMONIC GENERATION IN BARIUM AND LEAD TITANATE CRYSTALS
While raying barium and lead titanate crystals with a powerful laser beam the second harmonic generation takes place as a collinear to the falling one central beam and side beams at the angle typical for the specific substance. One of the mechanisms explaining the side beams appearance is supposed to be the distortion effect leading to the appearance of the periodical structure on the crystal surface.
That allows realizing the condition of quasi-synchronism as a result of which the radiation of the second harmonic at the certain angle to the initial beam appears.
А. А. Рычков, Д. А. Рычков
МЕТОДИКА ОПРЕДЕЛЕНИЯ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО СПЕКТРА ЛОКАЛИЗОВАННЫХ СОСТОЯНИЙ НА ПОВЕРХНОСТИ ЗАРЯЖЕННЫХ ДИЭЛЕКТРИКОВ
Разработан новый экспериментальный метод определения энергетического спектра локализованных состояний, удерживающих электретный гомозаряд на поверхности неполярных диэлектриков. Основная идея предложенной методики состоит в том, что для корректного восстановления параметров распределения поверхностных ловушек по энергиям активации необходимо и достаточно выполнить две экспериментальные процедуры. А именно — зарегистрировать при некоторой фиксированной температуре Ті кинетику изотермического спада потенциала электрета и, кроме того, при заданной скорости нагрева в получить зависимость спада потенциала идентичного образца от температуры. При помощи компьютерного моделирования показано, что в рамках предложенной методики существует возможность обеспечить сочетание точности, присущей методу изотермической релаксации, с экс-прессностью получения результатов, свойственной методу термостимулированной релаксации потенциала.
В результате облучения диэлектриков потоками заряженных частиц (ионы, электроны) в них происходит формирование электретного состояния [1-5]. Если диэлектрик является неполярным и энергия заряженных частиц не превышает 1-2 кэВ, то электретные свойства такого диэлектрика будут практически полностью обусловлены гомозарядом, локализованным на поверхностных состояниях (ловушках). Например, именно такая ситуация реализуется при получении короноэлектретов на основе неполярных фторполимеров [2], обладаю-
щих на сегодняшний день наиболее высокими электретными характеристиками. В этой связи очевидно, что для выяснения молекулярной природы электретного состояния в таких объектах необходима информация о микроскопических параметрах поверхностных ловушек, удерживающих электретный гомозаряд.
В практике современных исследований для получения экспериментальных данных об энергетическом спектре поверхностных состояний наиболее широко используются методы изотермической и термоактивационной спектроскопии [1-3, 6-8]. В изотермических исследованиях экспериментальная процедура предполагает получение кинетики релаксации потенциала электрета, как минимум, при двух различных температурах разрядки. В случае термоактивационного эксперимента для определения спектра ловушек необходимо получить зависимости спада потенциала от температуры при разных скоростях нагрева. Несмотря на различия в технологии эксперимента, указанные методы эквивалентны. В том смысле, что если модель релаксации гомозаряда выбрана верно, то параметры спектра ловушек, определяемые из эксперимента по изотермической (ИТРПП) и термостимулированной (ТСРПП) релаксации поверхностного потенциала, обязательно должны совпадать. Однако до сих пор это положение не было использовано.
В нашей работе поставлена цель разработать экспериментальную методику определения спектра локализованных состояний на поверхности заряженных диэлектриков, сочетающую в себе как метод ИТРПП, так и метод ТСРПП.
Теоретическая основа предлагаемого подхода состоит в том, что точность определения параметров спектра поверхностных ловушек тем выше, чем больше разность температур при ИТРПП, а в случае ТСРПП возрастает с увеличением разности скоростей нагрева. Однако при использовании какой-либо одной из названных методик возникают существенные трудности. Например, в методе ИТРПП значительная разница в температурах разрядки приводит к более чем существенному увеличению времени на проведение эксперимента. Напомним, что характерные времена релаксационных процессов зависят от температуры экспоненциально [1, 3, 7]. Метод ТСРПП более экспрессен, но увеличение скорости нагрева в ограничено сверху условием квазистационарности Адировича [6]. На практике это означает, что в не должна быть более 10 К/мин. Таким образом, внутренняя логика при анализе проблемы ставит задачу разработки экспериментальной методики, объединяющей в себе методы ИТРПП и ТСРПП электретов.
В наиболее общем виде модель релаксации поверхностного гомозаряда в электретах из неполярных диэлектриков определяется выражениями [2], полученными на основе теории Симмонса [9, 10]. А именно в случае ИТРПП:
Теоретическое обоснование метода
о о
(1)
где
Е = ЬТ 1п(юґ).
(2)
Если же используется метод ТСРПП, то:
(3)
где
Е = Т
, ю 1е — + а
Р 1
а2 - а3 .
(4)
В формулах (1) - (4) приняты следующие обозначения:
/0*(Е)N*(Е) — произвольная функция распределения заполненных поверхностных ловушек по энергиям активации;
ш — их частотный фактор;
Б = 1,2 РЕТ"1 — слабо зависящий от температуры коэффициент;
¥0 и V — начальное и текущее значения величины поверхностного потенциала соответственно;
к — постоянная Больцмана.
Если использовать единицы Международной системы (СИ), то: а1 = 1,66, а2 = 1,9210-4, а3 = 0, 015.
Из уравнений (1) и (2) видно, что при ИТРПП релаксация электретного состояния согласно принятой модели полностью определяется параметрами энергетического спектра поверхностных ловушек. При этом зависимость 1-с№Ш от ^ отображает распределение ловушек по энергиям. Таким образом, для восстановления функции распределения заполненных поверхностных ловушек по энергиям активации необходимо определить частотный фактор ш и при помощи формулы (2) преобразовать шкалу 1ф в шкалу энергий.
Формулы (3) и (4) показывают, что в случае ТСРПП экспериментальная кривая, перестроенная в координатах ^/ФТ от Т, также является прямым образом распределения ловушек по энергиям активации. Однако для получения спектра необходимо трансформировать шкалу температур в шкалу энергий. Такое преобразование возможно при помощи формулы (4), если значение ш известно.
Таким образом, задача восстановления спектра поверхностных состояний сводится к определению частотного фактора поверхностных ловушек. Экспериментально данная задача может быть решена следующим образом. Необходимо при некоторой температуре Т1 зарегистрировать кривую ИТРПП и определить время I, при котором зависимость 1-с№Ш от 1§£ имеет особенность, например максимум. Далее следует выполнить эксперимент по ТСРПП с известной скоростью нагрева в и найти температуру Т, при которой зависимость ёУ/ёТ от Т имеет аналогичную особенность (максимум). Тогда, исходя из формул (2) и (4), можно показать, что значение частотного фактора ш может быть найдено по формуле
т в
ІПЮ =
Т А - О - Тхіп(і р 1 )
Т - вт
(5)
В формуле (5) при использовании единиц СИ коэффициенты имеют следующие числовые значения: А=а]а2е/к=3,6953; В=0,4343а2е/к=0,9668;
0=а3в/к=173,9132, где е — заряд электрона.
Тестирование метода на модели
Для оценки эффективности предлагаемого метода определения параметров спектра поверхностных ловушек заряженных диэлектриков мы использовали методику компьютерного моделирования релаксационных процессов в электретах. Суть данной методики состоит в следующем. Задаваясь заранее известным спектром распределения поверхностных ловушек по энергиям, можно, используя формулы (3), (4) и (1), (2), получить кривые, моделирующие ТСРПП и ИТРПП при заданных значениях в и Г1. Эти кривые могут быть обработаны согласно предложенной методике, что дает возможность найти { и 7* Подставив эти значения в формулу (5), мы найдем частотный фактор ш и, следовательно, получим возможность определить спектр ловушек. Для этого можно использовать как формулы (1), (2) и данные ИТРПП, так и формулы (3), (4) и данные ТСРПП. Сопоставив полученные спектры с функцией распределения, заложенной в расчеты при моделировании ТСРПП и ИТРПП, можно оценить достоверность и точность предлагаемой методики.
В наших расчетах для задания «экспериментальных кривых» мы воспользовались моделью, предложенной в работах [2, 11]. В этих работах было показано, что спад потенциала электретов из неполярных диэлектриков может с высокой точностью быть аппроксимирован следующими выражениями для ТСРПП и ИТРПП:
V (Т)
V
1 (Ь -1) • ю Т
1ехр
Г Е * >
Е 1 ёТ'
1 кТ';
1
1-Ь
(6)
V (і) V,
кТ
(Ь - О і
1 у
1
1-Ь
(7)
В общем случае в формулах (6) и (7) ш и Е* представляют собой эффективные значения частотного фактора и энергии активации, а Ь — подгоночный параметр, характеризующий немоноэнергетичность релаксационного процесса (Ь^1). Если же функция распределения заполненных поверхностных ловушек /0* (Е ) N * (Е ) имеет квазигауссовский вид, то, как было показано в работе
*
[11], Е совпадает с энергией ловушек в максимуме распределения, ш является
частотным фактором этих ловушек, а параметр Ь задает дисперсию и асимметрию энергетического спектра.
В наших расчетах в качестве примера, без значительного ущерба для общности, мы положили, что Е = 0,92 эВ, ш = 2-1012 Гц, Ь = 1,5. На рис. 1, а приведена кривая, моделирующая ТСРПП и рассчитанная по формуле (6) для скорости нагрева в = 5,65 К/мин. На рис. 1, б данная кривая путем численного дифференцирования перестроена в координатах ёУ/ёТ от Т. Температурное положение максимума этой кривой оказалось равным Т =324 К. Кроме того, по рис. 1, б можно качественно определиться с выбором температуры Т1 изотермического эксперимента. А именно: Т1 должна приходиться на начальный участок нарастающей ветви кривой ёУ/ёТ от Т. В нашем случае была выбрана тем-
а)
□ А
^ ПА
\
\ \
т, К
б)
Рис. 1. Моделирование термостимулированной релаксации поверхностного потенциала электрета: а — спад потенциала при скорости нагрева в = 5,65 К/мин; б — кривая а, перестроенная путем численного дифференцирования в координатах dV/dT от Т
пература Ті = 300 К. На рис. 2, а представлена кривая, моделирующая ИТРПП и рассчитанная по формуле (7), а на рис. 2, б данная кривая после численного дифференцирования перестроена в координатах ї-йУ/йї от ^. Максимум на
*
этой кривой соответствует времени ї = 1265 с. Таким образом, все численные значения, необходимые для определения частотного фактора по формуле (5),
а)
□ £
п.2
\
\
\
ч
С
б)
Рис. 2. Моделирование изотермической релаксации поверхностного потенциала электрета: а — спад потенциала при фиксированной температуре Т = 300 К; б — кривая а, после численного дифференцирования перестроенная в координатах 1-с1У/си от ^
были определены. В результате расчета получено значение ш=2,8-1012 Гц, что удовлетворительно согласуется со значением частотного фактора, заложенным в модельные кривые. Используя это значение ш и данные, приведенные на рис. 1, б и 2, б был выполнен расчет соответствующих спектров распределения ловушек по энергиям (рис. 3). Видно, что спектры, восстановленные по данным
ТСРПП (кривая 1) и ИТРПП (кривая 2) различаются незначительно. Например, энергии в максимумах распределений, полученные из данных ТСРПП и ИТРПП, составили 0,924 эВ и 0,928 эВ соответственно. Необходимо отметить, что такое различие значительно меньше точности определения энергии активации в реальных экспериментах. Если же сравнивать полученные значения энергии активации с величиной Е = 0,92 эВ, заложенной в модельные кривые, то можно отметить их хорошее соответствие.
Е, эВ
Рис. 3. Спектры распределения поверхностных ловушек по энергиям активации, восстановленные по данным ТСРПП (кривая 1) и ИТРПП (кривая 2)
Таким образом, можно сделать вывод, что предлагаемый метод определения энергетического спектра локализованных состояний на поверхности заряженных диэлектриков обладает достаточной возможностью, чтобы обеспечить сочетание точности, присущей методу изотермической релаксации, с экспрес-сностью получения результатов, свойственной методу термостимулированной релаксации потенциала.
БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЕ ССЫЛКИ
1. Лущейкин Г. А. Полимерные электреты. М., 1984.
2. Рычков А. А., Бойцов В. Г. Электретный эффект в структурах полимер—металл: Монография. СПб., 2000.
3. СесслерГ. Основы физики электретов // Электреты. М., 1983. С. 25-104.
4. Kressman R., Sessler G. M., Gunter P. Space-Charge Electrets // Electrets / Third edition. V. 2. Laplacian Press. California, 1999. Р. 1-40.
5. Тютнев А. П., Саенко В. С., Пожидаев Е. Д., Костюков Н. С. Диэлектрические
свойства полимеров в полях ионизирующих излучений. М., 2005.
6. Гороховатский Ю. А., Бордовский Г. А. Термоактивационная токовая спектроскопия высокоомных полупроводников и диэлектриков. М., 1991.
7. Тюрнхаут И. Термически стимулированный разряд электретов // Электреты. М., 1983. С.105-270.
8. Watson P. K. The energy distribution of localized states in polystyrene, based on isothermal discharge measurements // J. Phys. D.: Appl. Phys. 1990. V. 23. P. 1479-1484.
9. Simmons J. G., Tam M. C. Theory of Isothermal Currents and Direct Determi-nation of Trap Parameters in Semiconductors and Insulators Containing Arbi-trary Trap Distributions // Phys. Rev. B. 1973. V. 7. № 8. Р. 3706-3713.
10. Simmons J. G., Taylor G. W., Tam M. C. Thermally Stimulated Currents in Semiconductors and Insulators Having Arbitrary Trap Distributions // Phys. Rev. B. 1973. V. 7. № 8. P. 3714-3719.
11. Рычков А. А., Бойцов В. Г. Моделирование механизмов релаксации электретного состояния в структурах полимер—металл // Мат-лы Международной НТК «Полиматериалы-2001». М., 2001. С. 23-26.
A. Rychkov, D. Rychkov
A METHOD FOR DETERMINING ENERGY DISTRIBUTION SPECTRUM OF LOCALIZED STATES ON THE SURFACE OF CHARGED DIELECTRICS
A new experimental method for determining energy spectrum of localized states that hold an electret homocharge on the surface of non-polar dielectrics was developed. The main idea of the proposed method rests within the fact that for the correct determination of surface traps energy distribution spectrum it is sufficient to carry out two experimental procedures, that is to register the electret surface potential decay at a certain fixed temperature TI as well as the surface potential decay at a fixed heating rate в It has been shown be means of computer modeling that within the framework of the proposed method there is a possibility to provide a combination of accuracy proper to isothermal relaxation method with rapidity of thermally stimulatedpotential decay method.
