Микроконтактная спектроскопия низкоразмерных соединений с волной зарядовой плотности

• Автор: Синченко, Александр Андреевич
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2010
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 182 с. : ил.

Оглавление
1. Введение
2. Свойства проводников с ВЗП
2.1. Возникновение ВЗП
2.2. Материалы с ВЗП
2.2.1. Молибденовые бронзы
2.2.2. Металлохалькогениды МХз
2.3. Спектроскопия энергетической щели ВЗП
2.4. Физические явления на контакте 1Ч-ВЗП
2.5. Системы с ВЗП в квантующих магнитных полях
2.6. Выводы
3. Экспериментальные методы
3.1. Физические основы метода микроконтактной спектроскопии
3.1.1. Микроконтактная спектроскопия нормальных металлов
3.1.2. Микроконтактная спектроскопия сверхпроводников
3.1.3. Микроконтактная спектроскопия полупроводников
3.2. Измерительные стенды
3.2.1. Измерение температурных зависимостей сопротивлений
3.2.2. Измерение характеристик микроконтактов
3.2.3. Измерение в магнитных полях
3.3. Образцы
3.3.1. Отбор монокристаллов
3.3.2. Структуры для исследования отражения нормальных носителей
на границе 14-ВЗП
3.3.3. Мезоструктуры на основе МзБез
3.3.4. Структуры для исследования магнитотранспортных свойств М)8ез
3.4. Выводы
4. Спектроскопия пайерлсовской энергетической щели в контактах 1Ч-ВЗП
4.1. Рассеяние носителей на границе раздела И-ВЗП
4.2. Спектроскопия пайерлсовской энергетической щели в М^ез
4.3. Микроконтакты сверхпроводник-МЬБсз
4.4. Выводы

5. ВЗП при больших плотностях тока
5.1. Эффект большого тока в К0.3М0О3.
5.2. Точечные контакты NbSe3-NbSe3 при больших плотностях тока.
5.3. Эффект большого тока в сверхтонких монокристаллах TaS3.
5.4. Возможные механизмы подавления ВЗП большой плотностью тока
6. Микроконтакты нормальный металл-ВЗП с полной диэлектрилизацией электронного спектра
6.1. Теоретическая модель точечного контакта металл-полупроводник с ВЗП
6.2. Высокоомные микроконтакты С11-К0.3М0О3 при высоких температурах.
6.3. Низкоомные микроконтакты CU-K0.3M0O3.
6.4. Микроконтакты Си-ТаБз.
6.5. Микроконтакты С11-К0.3М0О3 при низких температурах.
6.6. Выводы
7. Внутреннее межслоевое туннелирование в слоистых соединениях с ВЗП.
7.1. Межслоевое туннелирование в мезоструктурах на основе NbSe3.
7.2. Модель когерентного межслоевого туннелирования.
7.3. Поперечный транспорт в симметричных контактах NbSe3-NbSe3.
7.4. Выводы
8. Некоторые свойства NbSe3 в магнитных полях.
8.1. Микроконтакты N-NbSe3 в магнитных полях.
8.2. Осцилляции Шубникова-де-Гааза в NbSe3 при различной ориентации магнитного поля.
8.3. Эффект Холла и магнитосопротивление NbSe3.
8.4. Отрицательное магнитосопротивление NbSe3 в слабых магнитных
полях.
8.5. Эффект Холла при движущейся волне зарядовой плотности
8.6. Выводы
9. Заключение
Список литературы

1. ВВЕДЕНИЕ
В последние годы заметно активизировались исследования физических свойств материалов с пониженной размерностью. Это связано, с одной стороны, с успехами современных технологий, позволяющих создавать объекты с одномерным, или близким к одномерному, электронным спектром. С другой стороны, интерес к данным системам обусловлен уникальностью физических свойств одномерных проводников, кардинально отличающихся от свойств массивных электронных систем. Как правило, материалы с одномерным или квазиодномер-ным электронным спектром отличаются значительной анизотропией кристаллической структуры.
Одним из ярких свойств металлов с цепочечной кристаллической структурой является возникновение при понижении температуры конденсированного электронного состояния - волны зарядовой плотности (ВЗП). Возможность фазового перехода в данное состояние в одномерных проводниках впервые была предсказана Пайерлсом [1]. Также как и в традиционных сверхпроводниках, определяющим в этом случае является электрон-фононное взаимодействие, и пайерлсов-ский переход сопровождается открытием энергетической щели в спектре одночастичных возбуждений. ВЗП может перемещаться и, соответственно, переносить заряд. Одним из наиболее интересных свойств пайерлсовских проводников является возможность коллективного вклада ВЗП в проводимость. В течении долгого времени транспортные свойства ВЗП изучались в русле идеи Фрелиха [2] о возможности бездиссипативного вклада ВЗП в электрический транспорт. Однако, “фрелиховская” проводимость не была обнаружена экспериментально, как оказалось, благодаря пиннингу ВЗП на примесях и неоднородностях кристаллической структуры, и для инициирования движения ВЗП требуется приложить конечное электрическое поле.
Квазиодномерные проводники с ВЗП вот уже более 30 лет постоянно находятся в фокусе теоретических и экспериментальных исследований, и многие макроскопические свойства данных систем можно считать достаточно хорошо изученными (см., например, обзоры [3-6]). Однако, в определении рядя параметров существует значительная неопределенность. Одним из таких параметров является энергетическая щель, Ар, в спектре одиочастичных возбуждений ВЗП. Трудности с измерением Ар связаны прежде всего с очень специфической нитевидной формой монокристаллов соединений с ВЗП, что существенно затрудняет применение традиционных методов измерения: туннельной спектроскопии и оптических измерений. Отсутствует и технология напыления тонкопленочных образ-

Рис. 10: Схема сужения (а) и траектории электронов вблизи отверстия (б). Траектории типа 1 соответствуют электронам, приходящим в точку г из области z = +оо, траектории 2 - из области z = —оо (из работы [47].
На практике необходимо знать характер распределения электрического поля в области сужения и определить параметры последнего, при которых становятся возможными корректные измерения нелинейных эффектов в электропроводности.
Расчет распределения электрического поля в области микроконтакта был проведен в работе [47]. В качестве модели микроконтакта рассматривалось отверстие радиуса а в непроницаемой перегородке £ (плоскость z = 0), разделяющая два массивных металлических полупространства (рис. 10).
При условии / » а, где I - длина свободного пробега, решалось кинетическое уравнение для функции распределения /(р, г):
В предположении, что вдали от сужения функция распределения является равновесной / = /о(ер), распределение электрического поля Е = —УФ находилось из условия электронейтральности:
при граничном условии Ф — ±У/2 при г —► ±оо, где V есть разность потенциалов между берегами мостика. В результате, для распределения поля Ф(г) было получено:
V— + еЕ дг др
(3.1)
(3.2)
ФМ = ^[i - О]
(3.3)