Радиационная проводимость монокристаллов С60 Текст научной статьи по специальности «Физика»

Из спектров ЯУБМЯ, полученных в [9], можно оценить время жизни пары как т и 10-9 с. Влияние ЭП на величину фотопроводимости монокристаллов С60 в слабом МП можно объяснить следующим образом. С увеличением ЭП происходит увеличения радиуса начального разделения пар г0, а следовательно, растет вероятность избежать рекомбинации пары, что и приводит к росту АІ при малых значениях Е. При более высоких значениях напряженности ЭП с ростом Е повышается вероятность диссоциации пар в состояния с некоррелированными спинами, что и обусловливает экстремальный характер электрополевых зависимостей фотопроводимости фуллерита С60 в МП.

Зависимость величины начального разделения пар г0 от напряженности ЭП определяется как

1/2

(1)

где ц = 8-10-2 см2/(В-с) - подвижность носителей заряда в С60, гс - кулоновский радиус, равный для С60 и 120 А.

Очевидно, что данное выражение будет определять начальное разделение пар только в ЭП с ненулевой напряженностью и не будет учитывать разделение зарядов в отсутствие ЭП. Например, из [10] известно, что при поглощении молекулой фуллерита С60 кванта света с энергией 2,64 эВ в нулевом ЭП происходит переход электрона на соседнюю молекулу, отстоящую от исходной на расстояние г = 10 А. Таким образом, очевидно, что в ненулевом ЭП полное расстояние начального разделения пар К = г + г0. Для оптического перехода 2,64 эВ, подставляя экстремальное значение Е

= 4,2-104 В/м, находим по (1) г0 = 24 А и расстояние К = 34 А, которое будет определять порог чувствительности электронно-дырочной пары к МП. Другими словами, при разделении зарядов на расстояние больше 34 А, вероятность диссоциации (рекомбинации) пары на свободные носители заряда не будет зависеть от спинового состояния компонентов пары.

ЛИТЕРАТУРА

1. Каманина Н.В., Денисюк И.Ю. // Письма в ЖТФ. 2004. Т. 30. № 1. С. 78-87.

2. Ракчеева Л.П., Каманина Н.В. // Письма в ЖТФ. 2002. Т. 28. № 11. С. 28-36.

3. Laplaze D., Bernier P., Flamant G., Lebrun M., Brunelle A. andDella-Negra S. // J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 1996. V. 29. Р. 4943-4954.

4. Осипьян Ю.А., Головин Ю.И., Лопатин Д.В., Моргунов Р.Б., Николаев Р.К, Шмурак С.З. // ФТТ. 1999. Т. 41. № 11. С. 2097-2099.

5. Головин Ю.И., Лопатин Д.В., Николаев Р.К., Умрихин А.В., Шмурак С.З. // ДАН. 2002. Т. 387. № 6. С. 1-3.

6. Головин Ю.И., Лопатин Д.В., Николаев Р.К., Умрихин А.В. // Письма в ЖТФ. 2004. Т. 30. № 10. С. 61-65.

7. Golovin Yu.I., Lopatin D.V., Nikolaev R.K. and Umrikhin A.V. // Fullerenes, Nanotubes, and Carbon Nanostructures. 2004. V. 12. № 1. Р. 81-85.

8. Соколик И.А., Франкевич Е.Л. // УФН. 1973. Т. 111. № 2. С. 261288.

9. Ossipyan Yu.A., Golovin Yu.I., Lopatin D.V., Morgunov R.B., Nikolaev R.K., ShmurakS.Z. // Phys. Stat. Sol. (b) 2001. V. 223. № 3. R14-R15.

10. Kazaoui S., Minami N., Tanabe Y., Byrne H.J., Eilmes A., Petelenz P. // Phys. Rev. B. 1998. V. 58. № 12. Р. 7689-7700.

БЛАГОДАРНОСТИ: Работа выполнена при поддержке РФФИ, грант № 02-02-17571, ФЦП «Фуллере-ны и атомные кластеры» и программы «Университеты России», грант № УР .01.01.013.

РАДИАЦИОННАЯ ПРОВОДИМОСТЬ МОНОКРИСТАЛЛОВ С60 © П.М. Кузнецов, Д.В. Лопатин, А.Ю. Наседкин, М.А. Умрихина

Практическое применение фуллеренов в микро- и наноэлектронике делает актуальной проблему исследования изменения их физических свойств под действием внешнего ионизирующего облучения различной природы.

Поэтому цель данной работы заключалась в исследовании влияния малодозового бета-облучения на проводимость фуллерита в диапазоне температур, включающем интервал фазового перехода йсс^с.

Обнаружено влияние бета-облучения на проводимость фуллерита С60. Так, в йсс-фазе (при Т = 293 К), при флюенсе Е > 2-109 1/см2 проводимость увеличивается на величину до 55 %. Зависимость относительной прибавки тока АІ/І от времени облучения ґ характеризуется насыщением, возникающим через ґл ~ 12 мин. после начала облучения (см. рис 1а). После прекращения облучения ток релаксирует за ґг1 ~ 1 ч до первоначального значения. При повторном облучении той же поверхности образца через 20 часов проводимость воз-

растает до 120 %. При этом времена насыщения и релаксации составляют Гд ~ 9 мин. и ~ 1 ч соответственно.

Было исследовано изменение бета-стимулиро-ванного тока после фазового перехода (йсс-ж) в диапазоне температур 260-229 К. В первые 7 минут облучения наблюдалось гашение проводимости на величину до 25 % и последующее увеличение относительной прибавки тока в течение 25 минут до 35 %.

Исследование бета-стимулированной проводимости монокристаллов С60 в интервале 230 < Т < 320 К показало, что радиационная проводимость фуллерита имеет термоактивационный характер в йсс-фазе (см. рис. 1б). Полученное значение активационной энергии Еусс = 0,17 эВ близко к энергии активации фотопроводимости Еу = 0,2 эВ. При температуре ниже фазового перехода йсс^с (Т < 260-255 К) наблюдается уменьшение энергии активации до Ес = 0,09 эВ.

Рис. 1. а) зависимость прибавки тока AI от времени облучения t (флюенса F), 1 - первичное облучение, 2 - повторное облучение через 20 ч. Стрелками показано начало и прекращение Р-облучения; б) зависимость радиационного тока I от обратной температуры в fcc и sc фазе

Основной эффект взаимодействия быстрых электронов с веществом определяется ионизацией молекул и образованием отдельных точечных дефектов. К возрастанию проводимости может привести многокаскадная ударная ионизация молекул решетки кристаллов С60 релятивистскими электронами внешнего возбуждения. При этом образованный при первичном акте ионизации электрон проводимости обладает достаточной энергией для дальнейшей ионизации молекул С60. Оце-

заряд

ность

прибавку

E >

E 0

электрона,

тока в этом случае

AI ~ K ■ e• £обр ~10-8-10-9A, где e = 1,61019 Кл -

K ~ 106

- интенсив-

Рис. 2. Зависимость прибавки радиационно-

стимулированного тока от интенсивности ионизирующего облучения

ионизирующего облучения, Е0 ~ 20 эВ - энергия заведомо большая энергии ионизации молекулы фуллерена, <Е> = 0,536 МэВ - средняя энергия электронов, испускаемых источником, ^обр ~ 10-1 см2 - площадь исследуемых образцов. Видно, что рассчитанная величина лежит в пределах экспериментальных значений А1 = 10-8-10-9 А. Модель многокаскадной ионизации подтверждается линейной зависимостью прибавки радиационно-стимулированного тока от интенсивности ионизирующего облучения (см. рис. 2).

Однако большие времена нарастания и релаксации радиационного тока ставят под сомнение тот факт, что увеличение проводимости обусловлено только многокаскадной ударной ионизацией молекул С60. Необходимо учитывать как существующие глубокие центры захвата свободных носителей заряда, так и образованные под действием бета-облучения новые радиационные дефекты, которые также являются ловушками свободных носителей заряда. При этом в начале бета-экспозиции одновременно происходит генерация центров захвата и их заполнение, а после прекращения экспозиции термическое опустошение ловушек. Более высокую прибавку тока при повторном облучении можно объяснить оставшимися после первого облучения радиационными дефектами. Определение положения глубоких уровней и природы радиационных дефектов в монокристаллах С60 требует дальнейшего исследования.

БЛАГОДАРНОСТИ: Работа выполнена при поддержке РФФИ, грант № 02-02-17571.