Флуктуационные, термо- и электромеханические эффекты в квазиодномерных проводниках с волной зарядовой плотности тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

На правах рукописи

00349

У"

ПОКРОВСКИЙ ВАДИМ ЯРОСЛАВОВИЧ

ФЛУКТУАЦИОННЫЕ, ТЕРМО- И ЭЛЕКТРОМЕХАНИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ В КВАЗИОДНОМЕРНЫХ ПРОВОДНИКАХ С ВОЛНОЙ ЗАРЯДОВОЙ

ПЛОТНОСТИ.

Специальность 01.04.07 Физика конденсированного состояния

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва-2009

1 1 ФЕ8 7010

003491635

Работа выполнена в Учреждении Российской академии наук Институте радиотехники и электроники им. В.А.Котельникова РАН

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор А.Н. Васильев доктор физико-математических наук,

Н.Н. Кирова доктор физико-математических наук, профессор В.Г. Шавров

Ведущая организация: РНЦ «Курчатовский Институт»

Защита состоится «19» марта 2010 г., в 10 ч. 00 мин. на заседании диссертационного совета Д.002.231.01 при Учреждении Российской академии наук Институте радиотехники и электроники им. В.А.Котельникова РАН, по адресу: 125009, Москва, ГСП-9, ул. Моховая 11, стр. 7.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИРЭ им. . В.А.Котельникова РАН

Автореферат разослан « 26 » января 2010 г.

Ученый секретарь диссертационного совета д.ф.-м.н., профессор

С.Н.Артеменко

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Физика систем с пониженной размерностью представляет собой одну из динамично развивающихся областей современной физики. Интерес к этой области связан с активным поиском новых физических явлений, которые могли бы лечь в основу приборов и устройств. Особый интерес представляют физические системы, в которых перенос электрического заряда осуществляется не отдельными электронами, а носит коллективный характер. В качестве примеров можно привести двумерные системы с квантовым эффектом Холла, вигнеровские кристаллы, квантовые проволоки и точки, системы с кулоновской блокадой, а также квазиодномерные проводники с волнами зарядовой и спиновой плотности (ВЗП). Эти системы активно исследуются в настоящее время.

ВЗП возникает в квазиодномерных проводниках в результате пайерлсовского перехода, - самосогласованной деформации решетки и модуляции электронной плотности с волновым вектором, равным удвоенному фермиевскому вектору электронов кр. Возникновение такой деформации понижает энергию электронной системы одномерного металла, одновременно увеличивая упругую энергию, связанную с возникновением деформации кристаллической решетки. Однако, в одномерных системах при достаточно низких температурах проигрыш энергии при малых деформациях всегда оказывается меньше выигрыша энергии электронной системы. В результате перехода в электронном спектре возникает пайерлсовская щель 2Д. Под действием электрического поля ВЗП может перемещаться вдоль одномерных цепочек, перенося электрический ток (фрёлиховская проводимость). Взаимодействие ВЗП с дефектами кристаллической решетки и примесями приводит к тому, что скольжение ВЗП возникает лишь при превышении электрическим полем некоторого значения Еи называемого пороговым полем возникновения нелинейной проводимости. Зацепление ВЗП за примеси называется пиннингом ВЗП.

В электрических полях меньших порогового ВЗП запиннингована, а ее поляризуемость характеризуется гигантской диэлектрической проницаемостью, до 109. Специфическим свойством ВЗП является также её способность деформироваться при внешних воздействиях, скажем при изменении температуры или при приложении электрического поля.

Таким образом, квазиодномерные проводники являются физическим объектом, обладающим уникальными свойствами, обусловленными наличием коллективного состояния - ВЗП. Поскольку пайерлсовский переход является переходом трёхмерного упорядочения и из-за сильных одномерных флуктуаций не описывается теорией среднего поля, в области перехода можно ожидать ряд явлений, не имеющих аналогов в других типах фазовых переходов и требующих специфического описания.

Другое важнейшее свойство ВЗП - её способность деформироваться при воздействии электрического поля и температурном воздействии. Интересно было выяснить, проявляется ли эта деформация в свойствах основной решётки.

Из изложенного выше очевидна актуальность проведения как фундаментальных, так и прикладных исследований в области флуктуационных и деформационных свойств квазиодномерных проводников, причём эти две группы свойств находятся во взаимной связи: флуктуации, проявляющиеся в динамической деформации ВЗП, могут приводить к деформации образцов, например, к особенностям в тепловом расширении.

К началу работы над диссертацией не был исследован ряд свойств квазиодномерных проводников: не исследовались спонтанные флуктуации сопротивления, тепловое расширение нитевидных кристаллов, не ставился вопрос об исследовании неоднородной деформации 1фисталлов. Среди задач, которые оставались нерешёнными к началу работы над диссертацией, были описание поведения основных параметров в области перехода трёхмерного упорядочения, таких как транспортные свойства, теплоёмкость, модули упругости, тепловое расширение, а также описание спонтанных флуктуаций сопротивления в этой области температур. Не был исследован вопрос о возможном воздействии деформации ВЗП на форму кристалла.

Целью данной диссертационной работы является изучение свойств квазиодномерных проводников с ВЗП в области пайерлсовского перехода и физических механизмов, определяющих эти свойства, а также влияния воздействии температуры или электрического поля на размеры и форму образцов.

Научная новизна работы заключается в том, что для квазиодномерных проводников с ВЗП автором впервые экспериментально исследованы:

- особенности флуктуаций вблизи пайерлсовского перехода и их связь с динамикой деформации ВЗП;

- воздействие деформации ВЗП на решётку кристалла;

- спонтанные флуктуации сопротивления вблизи пайерлсовского перехода;

- особенности вольт-амперных характеристик образцов ромбического ТаБз нанометровой толщины в области пайерлсовского перехода;

тепловое расширение квазиодномерного соединения ТаБз, температурный гистерезис теплового расширения и особенности тепловом расширении вблизи пайерлсовского перехода;

- деформация кручения и изгиба квазиодномерных проводников, возникающая при приложении электрического поля.

Проведён теоретический анализ полученных результатов.

В ходе выполнения перечисленных исследований автором вблизи пайерлсовского перехода были обнаружены спонтанные электрические шумы, особенность в тепловом расширении, размытие вольт-амперных характеристик (ВАХ) тонких образцов Та83 в области порога для нелинейной проводимости. Выше перехода в тонких образцах, наоборот, был обнаружен пороговый характер ВАХ. Был обнаружен гистерезис в тепловом расширении квазиодномерных проводников, а также кручение и изгиб в электрическом поле.

Автором предложена модель, связывающая разрушение дальнего порядка ВЗП со спонтанным проскальзывания фазы и образованием областей локального подавления (или сильного возмущения) пайерлсовского состояния. Модель объясняет спонтанные флуктуации сопротивления, размытие ВАХ в

области Еь особенности на температурных зависимостях

теплового расширения, теплоёмкости, модуля Юнга и проводимости. Также предложена модель, объясняющая сильную неоднородную деформацию квазиодномерных проводников с ВЗП в электрическом поле.

Автором разработан ряд экспериментальных методик, в том числе оптические методики, позволяющие измерять тепловое расширение и кручение нитевидных образцов.

Научная и практическая значимость работы состоит в том, что полученные в ней результаты расширяют и углубляют физические представления о физике квазиодномерных проводников с ВЗП, создают цельную картину флуктуационных явлений в них, демонстрируют возможность создания неоднородной деформации кристаллической решётки в электрическом поле за счёт её взаимодействия с ВЗП. Обнаружение и исследование кручения квазиодномерных проводников в электрическом поле открывает возможность для создания эффективных актюаторов (приводов) микронного и субмикронного размера, необходимых в микро- и наносистемной технике. Интерференционная методика, разработанная для измерения удлинения нитевидных образцов, может быть применена для исследования различных объектов.

Основные положения, выносимые на защиту:

1) В квазиодномерном проводнике, ромбическом ТаБз, вблизи температуры пайерлсовского перехода, Т?, возникают спонтанные флуктуации проводимости, имеющие спектр типа 1/£ Флуктуации связаны с актами проскальзывания фазы волны зарядовой плотности (ВЗП), имеющими обратимый характер.

2) Тепловое расширение ТаБз вблизи Т? испытывает особенность, имеющую вид размытой ступени. Сделан вывод, что механизм разрушения трёхмерного порядка ВЗП есть следствие роста вероятности проскальзывания фазы ВЗП с повышением температуры.

3) В образцах квазиодномерного проводника ТаБз нанометровой толщины при температурах существенно ниже Т? срыв ВЗП с примесей (депиннинг)

происходит без резкого порога. Данный эффект является следствием обратимого проскальзывания фазы ВЗП: каждый акт проскальзывания фазы приводит к локальному переносу заряда ВЗП. В то же время, депиннинг в таких образцах сохраняет пороговый вид существенно выше Тр. Это связано с большими длинами флуктуаций параметра порядка ВЗП, достигающими поперечных размеров образцов и определяющими её временную когерентность.

4) Создана оптическая интерференционная методика, позволяющая исследовать удлинение нитевидных кристаллов с чувствительностью не менее 5х10*7. Обнаружено, что тепловое расширение ТаБз имеет гистерезис, который достигает 5x10"5 и связан с деформацией ВЗП. Упругое взаимодействие ВЗП и основной решётки определяется зависимостью импульса Ферми от деформации решётки.

5) Квазиодномерные проводники под действием электрического поля испытывают деформацию кручения (ТаБз, (Та8е4)21, К0.3М0О3) и изгиба (ТаБз), которая обусловлена неоднородной деформацией ВЗП. Зависимость угла кручения от электрического поля носит пороговый гистерезисный характер. Для ТаБз сдвиговая деформация при этом достигает величины, соответствующей пьезомодулю более 10"6 м/В.

Личный вклад автора

Большая часть экспериментальных результатов и все теоретические результаты, выносимые на защиту, были получены автором. Автор также проводил обработку экспериментальных данных, написание и оформление публикаций. Использованные в работе соединения квазиодномерных проводников были выращены в ИРЭ им. В.А. Котельникова РАН, а также в лабораториях США, Франции и Швейцарии. Апробация работы.

Результаты работы докладывались на научных семинарах ИРЭ РАН, Физфака МГУ, Курчатовского института, МИФИ, на Научной сессии Отделения информационных технологий и вычислительных систем (ОИТВС) РАН «Проблемы наносистем и микросистемной техники» 28.09.07, в Лаборатории сверхнизких температур (Гренобль, Франция), в Лаборатории сильных

магнитных полей (Вроцлав, Польша), в Университетах Байройта и Хемница (Германия), в Университете Эксетера (Англия), на 25 и 26 Всесоюзных совещаниях по физике низких температур (Ленинград 1988, Донецк 1990), на XI Всесоюзной конференции по физике полупроводников (Кишинев 1988), на 5 и 6 Всесоюзных конференциях по флуктуационным явлениям в физических системах (Паланга 1988, 1991), XXII Международной конференции по физике низких температур (Хельсинки, Финляндия), 13-й Международной конференции по шумам в физических системах и флуктуациям 1/f (Паланга, Литва 1995), на Международных конференциях по физике электронных кристаллов ECRYS'93, ECRYS'02, ECRYS'05, ECRYS'08 (Франция 1993), на 3-й конференции IEEE по НЭМС (Хайнянь, Китай 2008), представлялись для 7-ой рамочной Европейской программе по направлению микро-наносистемы, 26.09.07,21.10.08.

Публикации. Основные результаты опубликованы в 40 научных работах, в том числе в 29 статьях в реферируемых отечественных (7) и зарубежных (22) журналах; все 29 публикаций - в журналах и изданиях, определенных Высшей аттестационной комиссией. 11 публикаций - в сборниках трудов докладов отечественных и международных конференций и симпозиумов, а также интернет-изданиях.

Структура и объем работы. Диссертация состоит из, введения, шести глав и заключения. Общий объем работы 132 страницы, включая 36 рисунков. Список цитированной литературы содержит 89 наименований.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ Во введении обосновывается актуальность работы, даётся краткий обзор основных свойств квазиодномерных проводников с волной зарядовой плотности (ВЗП) в связи с тематикой диссертации, формулируются цели и задачи работы, отмечается новизна и практическая ценность работы, приводятся положения, выносимые на защиту, даны сведения об апробации работы, кратко изложена структура и содержание работы.

Содержание глав 2-4 относится к флуктуационным свойствам

квазиодномерных проводников с ВЗП.

Глава 2 посвящена изучению спонтанных флуктуаций сопротивления в квазиодномерном соединении ТаБз.

В разделе 2.1 обосновывается постановка задачи. Даётся обзор флуктуационных свойств, изученных к моменту начала работы над диссертацией. Универсальной теории, описывающей поведение всех физических величин вблизи температуры пайерлсовский перехода - перехода трёхмерного упорядочения ВЗП - пока не создано. Приводятся примеры, показывающие, что предсказания имеющихся теорий существенно расходятся с экспериментом [А25,1]. Очевидно, одной из причин трудностей в описании перехода является необходимость учёта пространственной неоднородности состояния вблизи перехода. Об этом, в частности, свидетельствует теоретическая работа [2], в которой показано, что локальный сдвиг химического потенциала из-за флуктуаций вблизи температуры перехода, Гр, может быть сравним с А, и можно ожидать подавления пайерлсовской щели в этой области температур. Поэтому актуальной задачей является разработка моделей флуктуаций, имеющих экспериментальное основание и ясный физический смысл, а также сопоставление этих моделей с другими экспериментами.

В разделе 2.2. даётся обзор научных работ, в которых экспериментально и теоретически изучалось явление проскальзывания фазы (ПФ) ВЗП [3-6,А2]. Описывается феноменологическая модель термически активированного ПФ. Модель основана на экспериментальных исследованиях избыточного напряжения, Кр5, возникающего при движении ВЗП в соединениях ЫЪ8е3 [4] и ТаБз [5]. Это напряжение связано с ПФ и описывается активационной моделью. Согласно модели, ток ВЗП, а значит, и частота ПФ, пропорциональны

ехр[-(Ж-М7р5)/7], (1)

где Ж~(3-6)х104К, М~(1-4)х102. Аналогичным соотношением можно описать и релаксацию метастабильных состояний (деформации) ВЗП [6], которая, как

известно, носит логарифмический характер [3]. В этом случае в (1) вместо Fps следует подставить С сдвиг химического потенциала относительно равновесного положения.

Далее обосновываются предпосылки для экстраполяции модели в область более высоких температур. Показано, что при температуре на несколько градусов ниже Гр должны наблюдаться спонтанные флуктуации сопротивления.

Раздел 2.3 посвящён особенностям экспериментальных методик, применявшихся для исследования флуктуаций. Показано, что для описания особенностей поведения основных параметров, характеризующих пайерлсовский переход, таких как теплоёмкость, модули упругости, тепловое расширение, транспортные свойства, следует исследовать образцы не слишком малых размеров, в которых переход не размыт из-за размерного эффекта [7]. Для исследования электрических шумов в таких образцах пришлось применить специальную методику, использующую малошумящий усилитель [А8]. В диапазоне частот, на которых измерялись флуктуации сопротивления, поддерживался режим заданного тока. При этом, однако, использование медленной обратной связи (с обратной постоянной времени ~10"2с"1, т.е. ниже всех частот, на которых проводились измерения) позволило поддерживать постоянную величину смещения, несколько ниже порогового, несмотря на существенное изменение сопротивления с температурой.

С другой стороны, в образцах субмикронной толщийы флуктуации выражаются в особых эффектах. В частности, шумы в них имеют вид случайного телеграфного сигнала [А5,А7]. Поэтому, в данном разделе описана также методика приготовления образцов малых размеров, необходимых для исследования таких шумов.

Раздел 2.4 посвящён исследованию спонтанных флуктуаций сопротивления образцов ТаБз.

На Рис. 1 приведена зависимость спектральной плотности шума, St, от температуры на частоте 7.7 Гц (кривая А) для образца TaS3 сечением 0.5 мкм2 и длиной 400 мкм [А8]. На образце поддерживалось постоянное напряжение F=35 мВ при значении порогового напряжения ^«60 мВ. Фоновый шум

усилителя вычтен. Вблизи перехода, при Тт=213 К, наблюдается максимум шума. Показано, что $г приблизительно пропорциональна V2 при У<У1. Это означает, что шумы связаны с не зависящими от V флуктуациями сопротивления, то есть носят спон-танный характер. На этом же графике приведены темпера-турные зависимости логариф-мической производной со-противления, (1Ы?/<1(1/7), образца (кривая В) и ширины петли гистерезиса Я(Т), Дьеайп^-Ясоошч (кривая С). Температура перехода, Гр, как её принято определять, соответствует максимуму с11пЛ/с1(1/7).

Показано, что зависимость Б^/) можно описать как 1//, где Р«1.15. С понижением Т наблюдается некоторое увеличение (3.

В разделе 2.5 обосновывается связь наблюдаемых флукту-аций сопротивления со спонтанным ПФ.

Вначале результаты [А8] сопоставляются с полуэмпирическим соотношением Хоухе [8], дающим оценку величины {//-шума, для широкого класса материалов. Показано, что величина Бг имеет аномально большое значение. Совпадение температуры, при которой наблюдается максимум шума, с точкой схлопывания петли гистерезиса, а также подобие форм максимума и температурного хода сопротивления в области ГР (Рис. 1), указывают на связь флуктуаций с процессом ПФ. Особо отмечаются шумы в образцах субмикронной толщины [А5]: наблюдение спонтанных шумов, имеющих вид случайного телеграфного сигнала, непосредственно доказывает, что шумы связаны со спонтанным

Рис.1. Температурные зависимости спектральной плотности шума на частоте 7.7 Гц (А), логарифмической производной сопротивления (В) и ширины петли гистерезиса сопротивления (С) образца ТаБз.

обратимым процессом ПФ. Температурная эволюция этих шумов [А5,А7] показывает, что переключения отражают единичные акты ПФ: при низких температурах ПФ проявляются в виде ступенек на Я(Т), а вблизи ГР, в области исчезновения метастабильных состояний, ступеньки эволюционируют в обратимые переключения сопротивления.

Переключения, связанные с единичным «флуктуатором» имеют лоренцевский спектр. В образцах больших размеров распределение характерных частот отдельных двухуровневых флуктуаторов приводит к размытию лоренцевского спектра [А8]. Этим объясняется спектральная зависимость шума типа 1// и увеличение р с понижением Т. Показано, что согласно (1) ширина максимума должна быть ~1/1¥ в единицах ИТ. Из Рис. 1 можно оценить й^~7000 К, что соответствует высоте барьера, характеризующего ПФ.

Для описания пайерлсовского перехода, т.е. процесса разрушения трёхмерного порядка ВЗП с повышением температуры, предлагается экстраполировать процесс термически активированного ПФ до 7р и выше. Для сопоставления этой экстраполяции с экспериментом формулируется модель ПФ, которая в дальнейшем позволит описать поведение различных величин вблизи ТР [А25]. Согласно модели, каждый акт ПФ приводит к временному возникновению области локального подавления (или сильного возмущения) пайерлсовского состояния. Размер такой области можно характеризовать длинами амплитудной когерентности ВЗП, При этом, однако, надо иметь в виду, что существенное возмущение ВЗП происходит и далеко за пределами этой области, на длинах фазовой когерентности, (¿2х){ [А4,А6]. С ростом Г концентрация нормальных областей растёт как ехр(-МТ). Доля объёма образца, находящаяся в нормальном состоянии

Урт/

где /=/„ ехр(- №!Т) частота попыток, и0 - объём нормальной фазы, связанный с одним актом ПФ, а х - время его жизни. Это выражение описывает рост и от О

до 1. Зависимость v от Т имеет вид (и =1/2) соответствует Т =

размытой ступени, середина которой

х ю"

В главах 3-4 модель конкретизируется и находит экспериментальное обоснование.

Глава 3 посвящена исследованиям теплового расширения, теплоёмкости, модуля Юнга и проводимости вблизи ГР в соединениях квазиодномерных проводников. Результаты описываются с помощью модели ПФ.

В разделе 3.1 отдельно рассмотрено тепловое расширение TaS3, исследованное автором диссертации [А25]. На Рис. 2 приведены результаты измерения относительного удлинения, 8L/L, образца TaS3 вблизи ГР Понижение температуры ниже ГР приводит к относительному укорочению образца приблизительно на 10'5.

Для описания эффекта предполагается, что рост длины образца с повышением Г пропорционален доле объёма нормальной фазы. В этом случае ступенька ЦТ) должна описываться соотношением (2). Результат подгонки показан на Рис. 2 сплошной линией. Подгоночное значение W=6500 К хорошо соответствует известной энергии активации ПФ.

Раздел 3.2 посвящен описанию особенностей в теплоёмкости, модуле Юнга и проводимости вблизи ГР, о которых сообщается в работах других авторов.

Рис.2. Зависимость ЪЫЬ от Г для образца ТаБз. Для наглядности плавный ход ЪЫЬ, приближенный полиномом второго порядка, вычтен. Сплошной линией показано приближение зависимости соотношением (2).с {¥=6500 К..

В начале раздела описываются результаты измерения сопротивления в зависимости от температуры, Я(Т). В рамках модели спонтанного ПФ

рассчитывается сопротивление смеси двух фаз с разными удельными сопротивлениями, рс и рп. Для пайерлсовского состояния предполагается рсосехр(Д/1), а для нормального - рп =А+ВТ, где А и В - подгоночные константы. Вклад каждой фазы в сопротивление считается пропорциональным её объёмной доле. В результате удаётся удовлетворительно описать всю зависимости Я(Т) для Тавз в области перехода. Выше 7р наблюдается некоторое расхождение модели с экспериментом: спад V происходит медленнее, чем следует из (2). Это объясняется тем, что характерные размеры областей пайерлсовского состояния оказываются меньше и0.

Далее рассмотрена температурная зависимость модуля Юнга 7 вблизи ТР. Проанализированы результаты для соединения ТаБз из [9], в котором наблюдается минимум 7(7) вблизи ГР. Показано, что при приближении к 7р отклонение 7(7) от линейного хода хорошо описывается активационной зависимостью с энергией активации 1¥=5600 К, что находится в согласии с моделью ПФ. В рамках модели описана также вся зависимость 7(7) - минимум в области Тр. Для этого, кроме того, что вблизи перехода образец разбивается на области двух типов, каждая из которых имеет свой модуль Юнга, учтено, что в «пайерлсовских» областях ВЗП частично находится в состоянии движения (вследствие термических флуктуаций). Известно, что при движении ВЗП модуль Юнга может заметно снижаеться (для ТаБз на величину до 5% [10]). Поскольку термическое движение ВЗП можно связать со спонтанным ПФ [А4,А6,А17] (подробнее эта связь рассмотрена в главе 4), доля фазы с движущейся ВЗП растёт с повышением Г как ехр(-)Ш). Это объясняет снижение модуля Юнга при приближении к 7> снизу. Отмечается также, что в другом соединении с ВЗП, «голубой бронзе» (К0.3М0О3), снижения модуля Юнга при движении ВЗП не наблюдается (57/7< 5х10"5)г [10], что, в соответствии с моделью, согласуется с очень слабым снижением 7(7) при Т—> Гр-0 [11,12].

Наконец, рассмотрена особенность в теплоёмкости, ср(Г), ТаБз вблизи ГР, измеренная в [13]. Эта особенность очень слабая и видна только на температурной производной ¿Ср/йТ. Она имеет вид зигзага, что соответствует

пику теплоёмкости. Эта особенность также успешно описана в рамках модели ПФ.

Глава 4 посвящена флуктуационным эффектам, специфическим для образцов субмикронных и нанометровых поперечных размеров, проявляющимся в их транспортных свойствах. В разделе 4.1 сообщается о наблюдении эффекта размытия («закругления») вольт-амперных характеристик (ВАХ) тонких образцов ТаБз в области порогового поля вблизи ГР (Рис. 3). В таких образцах пайерлсовский переход размыт и понижен на величину -10 К [7]. Из зависимости Л(7) флуктуационный вклад в линейную проводимость, 8ст, определён как добавка к проводимости, полученной экстраполяцией активационного закона стд ос ехр(-Д/7): 5а = а-стд (Рис. 4). Этот вклад описывается зависимостью ехр(-^Г/7), в соответствии с результатами главы 3. Сопоставление температурных зависимостей этого вклада и нелинейной проводимости (Рис. 4) свидетельствует о том, что они имеют общую природу и, следовательно, должны быть связаны со спонтанным ПФ.

В разделе 4.2 показано, как модель ПФ можно обобщить для описания локального движения (крипа) ВЗП, вызванного спонтанным ПФ. Каждый акт ПФ сопровождается локальным крипом (перераспределением фазы) ВЗП на длине порядка фазовой когерентности ВЗП, Ь2ж, в окрестности точки, в которой зародился центр ПФ [А4,А6,А17]. В присутствии внешнего электрического поля крип происходит преимущественно в направлении, определяемом полем. Этот процесс даёт вклад в проводимость ниже Ух. На основании модели выводится соотношение между линейным и нелинейным вкладами в проводимость, которое согласуется с экспериментом. При Е->Ех модель даёт расходимость, не имеющую физического смысла, т.к. в модели не учтено конечное время самого крипа. Ограничиваясь линейным и квадратичным вкладами в ток, получаем соотношение между линейной и нелинейной флуктуационной проводимостью:

Рис.3. Зависимости проводимости (IIV) при 7Ъ209.3, 203.4, 197.4, 191.4, 184.5, 176.8, 171.2,

154.6, 149.3, 133.6, 128.8, 118.9 К. показан

165.9,160.1 144.3,139.1 123.9 и Пунктиром пример приближения стп1(£) уравнением (3). 7р=199 К

Рис. 4. Температурные зависимости флуктуационного вклада в линейную проводимость (точки), нелинейной проводимости при двух значениях У<УХ.

*, V— ¡20 тУ; +, ¥= 160 тУ. Пустыми кружками обозначено приближение нелинейной проводимости уравнением (3) с V, =220 мВ (Д= 480 В/см). На вставке показана полная линейная проводимость (точки) вместе с нелинейной проводимостью при Р=300 т\" {У>УТ). Наклон линий соответствует энергии активации -1000 К.

Voltage (V)

103/Т(К"1)

_1 £2

а»'-2а>Ц (3)

При заданном E/Et нелинейная и линейная флуктуационная проводимость должны иметь одинаковые температурные зависимости, определяемые частотой ПФ, fx.exp(-W/T). Это видно из Рис. 4 (считая Ех « const). Соотн. (3) даёт и количественную связь линейной флуктуационной (5а на Рис. 4) и нелинейной проводимости: параметр Ех в (3), 480 мВ/см, соответствует экспериментальному значению при низких температурах, когда порог достаточно чётко определён. То, что 8с начинает отклоняться от активационной зависимости при более высоких температурах, чем стп:, объясняется непосредственным вкладом нормальной фазы в линейную проводимость; этот вклад сохраняется при более

высоких Т, при которых модель крипа ВЗП, индуцированного ПФ, неприменима.

В заключении раздела отмечается, что модель крипа ВЗП, связанного с ПФ, применима не только к ТаБз, но и к другим соединениям (например, МЪБез [14,15]), где наблюдается размытие порогового поля в тонких образцах вблизи Тр. Кроме того, этот эффект должен существовать (и наблюдается [3]) в образцах обычных размеров. Однако его исследование затруднено, т.к. область плавной нелинейности ограничена гораздо более узкими диапазонами температур и напряжений (ниже порогового).

В разделе 4.3 сообщается о наблюдении качественно иного эффекта -появления порогового вклада в нелинейную проводимость в субмикронных образцах ТаБз [А14]. Наиболее выражен пороговый характер проводимости в образцах, имеющих лентообразный вид: ширина - около 2мкм, толщина -/=0.1-0.2 мкм. Эффект наблюдается при температурах, более чем на 45 К превосходящих Гр.

На Рис. 5а показаны зависимости для образца ТаБ3. Ниже Тр (211 К) формы зависимостей типичны для этого соединения. Выше ГР величина нелинейности падает, и зависимости обретают более сложную форму. Их можно представить в виде Ла{У)=Я0-Я,п!( У)-аУ2, где второй член описывает пороговый вклад в нелинейность. Величина У{ (Рис. 5Ь) относительно слабо зависит от температуры ниже ГР, что отличает исследованные образцы от образцов обычных размеров. В то же время, величина порогового нелинейного сопротивления, Лщь при заданном К падает с ростом Г на 3 порядка. Далее показано, что величина повторяет температурный ход флуктуационного вклада в линейную проводимость, Да, однако при этом изменение Лап с температурой в два раза больше (в логарифмическом масштабе), чем изменение

а)

4.0

З.в 3.41

3.38

3.33

3.115

3.110

3.105 3.030

3.025

2.958 2.958 2,954

206.7 К Г~ /

214.0 К у-— -V ю

230.6 К лУ* / . / \ \

242.7 К ■V «

-К: д ч

л / \ ч

400

-200 0 200 \Zoltage (тУ)

Ь)

200 220 ТетрегаШге (К)

240

Рис.5. а)Зависимости от V при различных Т (указанных на рисунке) для образца ТаБз. Пунктиром показан плавный вклад в («Р2); на графиках (с)-(^ он вычтен. Длина образца ¿=140 мкм, ширина - м>=2 мкм, площадь сечения -5Н).2 мкм2.

Ь). Температурные зависимости порогового напряжения К, для двух образцов ТаБ3: (а) длина £=140 мкм, ширина - н>=2 мкм, площадь сечения - Б=0.2 мкм , Гр =211 К, (Ь) 1=400 мкм, мкм, 5=0.1 мкм2, 7> =210 К.

Из результатов эксперимента следует, что длина когерентности ВЗП может достигать толщины образца, t, существенно выше Гр. Далее показано, что такое действительно возможно. Хотя доля таких флуктуаций (доменов) при высоких температурах очень мала, именно они первыми начинают движение с ростом поля. Иными словами, домены с поперечным размером /=* определяют нижнюю границу для поля срыва флуктуаций ВЗП и определяют пороговое поле. Поэтому нелинейность может быть слабой, но при этом носит пороговый характер. Слабая зависимость Уг(Т) выше ГР (Рис. 5Ь) означает, что внутри больших областей флуктуаций ВЗП при изменении температуры не происходит никаких качественных изменений по сравнению с пайерлсовским состоянием, что является прямым доказательством связи перехода с разрушением трёхмерного порядка, а не с однородным подавлением пайерлсовской щели.

Далее предлагается объяснение связи между линейным

флуктуационным и нелинейным пороговым сопротивлением, « Яц2. При этом предполагается, что функции распределения флуктуаций по длинам имеют лоренцевский вид, а спад длины когерентности флуктуаций выше Гр -степенной: !; <х (Г-ГР)'1/2, Делается вывод, что, в тонких образцах появляется возможность выделить вклад и исследовать свойства (динамику) самых длинноволновых флуктуаций.

В разделе 4.4 анализируется природа состояния квазиодномерных проводников выше ГР, обсуждаются области применимости модели ПФ для описания пайерлсовского перехода, рассматриваются варианты её возможного микроскопического обоснования.

Наиболее вероятное обоснование [А25] основано на предположении, что условием зарождения акта ПФ является начальное подавление пайерлсовского состояния в объёме Объём же, в котором происходит возмущение ВЗП

(деформация, локальное движение) - гораздо больше, порядка (12л)1 ~ см. раздел 4.1. При ГР доля этого объёма (и из соотн. (2)) становится сравнимой с 1. Оно может быть достигнуто при очень малой концентрации возбуждений. Из условия ь=1Л получаем оценку

(4)

которая даёт Ж~24ТР, что хорошо соответствует эксперименту. Делаются выводы о характере перехода: 1) переход происходит при очень малой концентрации возбуждений, что согласуется с отсутствием критического поведения, т.е. степенных зависимостей вблизи ГР. 2) состояние выше ГР можно рассматривать как ВЗП, находящуюся в постоянном флуктуационном движении. Отмечается, что значение ГР в данной модели определено несколько условно, скажем, из условия и=1/2.

Далее показано, что модель также может описать размытие и снижение ТР, а также эффективное уменьшение IV в тонких или примесных образцах (т.е. с высоким Объяснение этих эффектов основано на том, что чем выше Еь тем

выше пространственные флуктуации химического потенциала, [А6] т.е. неоднородная деформация ВЗП. Эти флуктуации понижают Ж на величину Щ (соотн. 1), и условие и=1/2 достигается в некоторых точках при более низких температурах.

Главы 5-7 посвящены исследованиям деформации образцов квазиодномерных проводников, связанной с деформацией ВЗП. Исследованы три вида деформации: однородная продольная, кручение и изгиб.

В Главе 5 рассматривается однородная деформация образцов. Вначале (раздел 5.1) приведены соображения, согласно которым можно ожидать чувствительность размеров и формы образцов квазиодномерных проводников к деформации ВЗП. Приводятся экспериментальные работы зарубежных авторов, в которых наблюдалось уменьшение модуля Юнга и модуля сдвига при депиннинге ВЗП [12,16-19]. Результаты свидетельствуют о возможности упругого взаимодействия ВЗП и основной решётки. Анализируется также эксперимент, проведённый американскими авторами, в котором сообщается об изменении длины образцов ТаБз при воздействии электрического поля [20]. Поскольку деформация ВЗП в электрическом поле неоднородна, исследование взаимодействия ВЗП и решётки по удлинению всего кристалла в поле оказывается затруднительным [А12,А21]: основное воздействие поля на решётку также должно быть неоднородным. Для изучения воздействия деформации ВЗП на кристалл в данной работе предлагается два пути: во-первых, можно создать относительно однородное растяжение или сжатие ВЗП, используя термическое воздействие на образцы, и при этом изучать удлинение всего кристалла; во-вторых, можно создавать деформацию ВЗП электрическим полем, но при этом исследовать неоднородные виды деформации образца.

Отдельный раздел (5.2) посвящен описанию оригинальной экспериментальной методики, разработанной для исследования теплового расширения нитевидных образцов [А24]. Приводится краткий обзор методик, применявшихся ранее для этой цели. Делается вывод, что до сих пор не

существовало методики, позволяющей с удовлетворительной точностью исследовать тепловое расширение нитевидных образцов.

Предложенная в данной диссертации методика основана на простом принципе. Допустим, образец выгнут в виде арки, слегка приподнятой над подложкой, а концы его зафиксированы (Рис 6а). Длина образца, Ь, много больше расстояния от его середины до подложки, й. Тогда, при малом удлинении образца изменение с1, 5с1, многократно (в отношении ~Ь/сГ) превосходит изменение Ь. Это значит, что, измеряя &1, можно детектировать гораздо меньшие изменения Ь. Предложена интерференционная методика измерения 6с1.

Для исследований были отобраны образцы Та83 длиной около 1 мм, шириной 15-35 мкм и в 5-10 раз меньшей толщиной. Образцы были закреплены на стеклянной подложке (Рис. 6а). Концы были зафиксированы с помощью индия, так что середина была приподнята. Внутренняя поверхность подложки играла роль полупрозрачного зеркала. Лазерный луч проходил сквозь подложку и отражался частично от её внутренней поверхности, частично от образца. В результате формировалась интерференционная картина, которая проецировалась с помощью микроскопа на матрицу видеокамеры. Пример полученного изображения приведён на Рис. 6Ь. Рассекая такие изображения по длине образца (Рис. 6с), мы получали его профиль, у(х) (Рис. 6с1). Наконец, вычислялась длина получившейся кривой и удлинение ЬЫЬ с точностью

х (ц.т)

Рис.6. а).Расположение образца на подложке и схема отражений и интерференции лучей лазера (реально, углы падения близки к 90 град). Ь). Пример полученного интерференционного изображения, с). Профиль сечения изображения, с!) Рассчитанный профиль образца. Пустые кружки соответствуют минимумам в сечении (с)), а чёрные - максимумам.

~5х 10"7. Показано [А24], что измеряемое удлинение отражает

изменение равновесной длины образца относительно стекла.

Для получения абсолютной величины теплового расширения ТаБз отдельно измерялось тепловое расширение материала подложки. Расположение образцов между индиевыми контактами позволило одновременно с тепловым расширением измерять проводимость образцов.

Результаты измерения теплового расширения ТаБз приведены в разделе 5.3. На Рис.7а и Ь показаны результаты одновременного измерения длины и сопротивления образца ТаБз в зависимости от Т. На обеих зависимостях виден гистерезис ниже ГР =214 К. Петля гистерезиса, £(7), достигает §£//,=5x10"3, что на 1.5 порядка превышает максимальную деформацию, наблюдавшуюся в [20].

Из Рис. 7а,Ь видна корреляция петель гистерезиса длины и сопротивления. Яснее связь петель йи£ видна из Рис. 7с, на котором температурная зависимость ширины петли длины, ЬЫЬ, показана вместе с петлёй проводимости, 5а. Измерения петли 5ст позволили определить

„х 10"

Т(К)

Рис.7, а) Температурная зависимость ЪЫЬ относительно материала подложки. Тепловое расширение в абсолютных единицах показано на вставке. Ь) Я(Т), измеренная одновременно, с) Температур-ные зависимости амплитуд петель гистере-зиса длины (точки) и проводимости (сплош-ная линия). с1) Отношение (6£/£)/(5А/Л) (пустые кружки) и ц Ус/У, (чёрные кружки), полученные из с). Сплошная линия соответствует Усосехр(470 К/7).

деформацию ВЗП, 5А. [5]. На Рис. 7(1 показана зависимость (¿¿/1)/(5Л/А), полученная с учётом температурной зависимости подвижности [21]. При низких температурах ЬЫЬ достигает 6% деформации ВЗП. Рост отношения с понижением температуры показывает рост модуля упругости ВЗП.

В разделе 5.4 анализируются результаты исследования гистерезиса теплового расширения ТаБз и предлагается модель взаимодействия ВЗП с решёткой кристалла. Показано, что такое взаимодействие возникает в том случае, если при продольной деформации образца изменяется отношение равновесного периода ВЗП, Я,«, к периоду решётки, с. Отмечено экспериментальное указание на такое изменение: это цикл работ [22], из которых следует, что при растяжении образцов ТаБз ВЗП в них может достигнуть 4-хкратной соизмеримости с исходной решёткой. На основе этих работ, а также температурной зависимости я-вектора ВЗП [3] показано, что при растяжении образца Я,«, изменяется в ¿«6 раз быстрее, чем с. Для объяснения такой большой величины g предлагается использовать особенность трихалькогенидов, отмеченную в [23], состоящую в зависимости вида Б-Б связей от расстояния между атомами серы. При деформации образца возможен переход электронов между валентной и проводящей зонами, что может приводить к изменению ферми-вектора (а значит и при деформации образца.

Для определения удлинения образца при деформации ВЗП плотность упругой энергии записывается как сумма упругих энергий, связанных с деформацией ВЗП и образца. Минимизация этой энергии даёт:

51 = 5с = Ус ЗА г У^ЗА

£ с«, 8 У1 + Л Л ~Н У, Л ' (5)

где 5А, - исходная деформация ВЗП, и Ус - модули упругости решётки и ВЗП соответственно. Приближение подразумевает, что ¿У^Ух. Это соотношение имеет прозрачный физический смысл: кристалл деформируется как пружина, соединённая параллельно с ВЗП через рычаг, отношение плеч которого должно

быть равно g. Величина деформации, определяемая (5), согласуется с экспериментальными оценками 8А,, а также сдвига химического потенциала [5], связанного с деформацией ВЗП.

Далее приводятся результаты исследований неоднородной деформации квазиодномерных проводников в электрическом поле.

Отдельная глава, № 6, посвящена теоретическому расчёту возможного воздействия электрического поля на изменение формы образца. В разделе 6.1 проводится расчёт профиля деформации ВЗП. Рассматривается простейший случай однородного образца, одноосная деформация ВЗП в котором связана с необходимостью ПФ на контактах при движении ВЗП, т.е. с «контактным пиннингом». В этом случае, как известно [3], наблюдается параболическое «провисание» фазы ВЗП, ф(х), между контактами. В середине наблюдается максимальный набег фазы. Продольное смещение (деформация) самого образца относительно контактов, 8х(х), должно повторять профиль «провисания» ВЗП с коэффициентом ¿У^У^ (5). По аналогии с обратным пьезоэлектрическим эффектом, «пьезомодуль» образца с ВЗП, можно определить как перемещение середины образца, нормированное на приложенное электрическое напряжение. В пренебрежении объёмным пиннингом (V <, 2 Кр8) получаем

Здесь - площадь, приходящаяся на одну проводящую цепочку. Для ТаБз длиной 1=2 мм получается ¿4=5x10"6 м/В, что на 4-6 порядков превышает значения, известные для пьезоэлектриков. В более типичном случае, V » 2КР получаем

1 деЬд _ ед Ь 8тг^УГ = 4УГ Да'

(6)

1 дедУр, _ ед Ур, 4тг зУьВг ЧУьЕ^е'

(6')

Эта величина, несколько меньше оценки (6) приведённой выше оценки, однако также весьма велика по сравнению с пьезомодулями известных материалов. В

обоих случаях одноосная деформация образца достигает 3 х 10'5, а ожидаемое максимальное смещение середины образца равно 2<з?сКр5, что для Урз=3 мВ [1] составляет 300 А, что можно измерить, например, с помощью атомно-силового микроскопа [А31].

Раздел 6.2 посвящен анализу полученных результатов. Соотношение (6) сопоставляется с оценкой пьезомодуля для ионных пьезоэлектриков. Оказывается, что величина с!с по порядку величины в Ь/к раз превосходить пьезомодуль таких материалов, где Ьс - длина когерентности, достигающая миллиметров при скольжении ВЗП. Огромная величина 6?С связана с большой (макроскопической) длиной когерентности ВЗП. В то же время, отмечается, что более точной аналогией рассчитанной деформации является флексоэлектрический эффект [24], при котором электрическое поле вызывает

градиент деформации образца ^(бс/с), а не саму деформацию 5с/с.

Отмечается также, что виды неоднородной деформации кв'азиодномерных проводников в электрическом поле могут быть различными: помимо продольной, можно ожидать изгиб, сдвиг и т.д. Мотивируется постановка задачи об исследовании кручения.

Глава 7 посвящена исследованию деформации кручения, возникающей в квазиодномерных проводниках с ВЗП в электрическом поле. В разделе 7.1 отмечается, что одна из причин такой постановки задачи является относительная простота экспериментальных методов исследования кручения (т.е. неоднородного сдвига). Приводятся соображения, по которым сдвиговая деформация может быть ещё больше, чем одноосная (6,6')-

Далее

описываются оптические экспериментальные методики исследования деформации кручения нитевидных образцов [АЗ 5]. Для наблюдения кручения образец был закреплён так, чтобы один из его контактов был свободно подвешен (Рис. 8). Верхний конец вискера(нитевидного кристалла) прижат к подложке с помощью

Рис.8. Слева: микрофотография образца Та83 с подвешенным контактом и 6-ю микрозеркалами. Расстояние между контактами - 3.4 мм. Справа: увеличенный фрагмент того же образца. Вставка: схема хода лучей.

индия, а другой конец приподнят над ней. К нему с помощью проводящего клея прикреплена тонкая проволочка (вискер сверхпроводника Ва28г2СиСа2Ох сечением примерно 10x0.2 мкм2), практически не препятствующая свободному кручению вискера вокруг вертикальной оси. На образец наклеены одно или несколько микрозеркал (тоже вискеры Ва28г2СчСа2Ох). Кручение фиксировалось по смещению луча лазера, отражённого от одного из зеркал (вставка к Рис. 8). Образец помещался в оптическом криостате. Изменяя величину тока через образец, мы одновременно измеряли угол его кручения, 5ф(7), и дифференциальное сопротивление, ЯА.

Для определения угла кручения использовались два варианта оптической методики. В первом варианте отраженный от микрозеркала «зайчик» проецировался на матрицу цифрового фотоаппарата, затем полученное изображение обрабатывалось, и в результате определялся угол кручения. Этот метод применялся только для достаточно медленных измерений, т.к. с его помощью удавалось записывать не более двух изображений в секунду. Вторая методика позволяла напрямую преобразовывать отклонение луча в сигнал на

выходе фотодиода, пропорциональный углу отклонения. Эта методика позволила проводить измерение малых углов поворота (~10"3°) с высоким временным разрешением: зарегистрированы частоты крутильных колебаний до 200 кГц.

В разделе 7.2 приводятся результаты измерения кручения образцов TaS3 в зависимости от электрического поля и температуры [А35,А39]. На Рис. 9

показаны одновременно измеренные токовые зависимости угла кручения, 6ф, и дифференциального сопротивления, Я^&Уки, образца ТаБз. На

зависимостях ЯЛ(Г) виден резкий спад сопротивления при превышении током, I, порогового значения. Одновременно происходит и резкий поворот свободного конца образца:

со 0.4 0)

I 0.2

D) О)

-а 0

£-0.2 см

а

-SÉ

X

¡r

40 30 20 10

а) Ж

т

---

Г\ 150 / \

/ \ 100 / V

К 50 у Т=79 К х

-14 -7

0

,МА

14

-4 -2

4

0 2 1,цА

Рис.9. Зависимости 8ф(7) и Ял(Г), измеренные одновременно, а) и Ь) - данные для двух образцов, шкала 5ф - общая, а) - с исполь-зованием цифрового фотоаппарата, Ь) - с использованием прямого преобразования 5ф в напряжение. На вставке к а) показана зависи-мость 5ф(7) (в произвольных единицах) для образца, полученного из того же кристалла Та83, но с перевёрнутой осью с. На рисунках Ь) ис-ходная точка - переохлаждённое состояние - помечены тёмными кружками. Результат свиде-тельствует об отсутствии вклада термических метастабильных состояний в кручение.

зависимости 5ф(7) также носят пороговый характер. При нулевом токе состояние образца может характеризоваться различными углами кручения в пределах некоторого диапазона. Из этого следует, что основная часть деформации кручения связана с деформацией ВЗП, а не с её движением.

В полях выше порогового заметна тенденция к насыщению зависимостей 8ср(7). Направление кручения определяется направлением тока. Примерно половина образцов закручивалась в одном направлении, а половина -в другом при одном и том же направлении тока. Неэквивалентность двух направлений вдоль образца указывает на наличие полярной оси внутри образца - вдоль кристаллографического направления с. Структурные данные, однако, относят ТаБз к точечной группе симметрии 222 [3], при которой полярная ось отсутствует. Тем не менее, показано, что направление кручения определяется внутренними свойствами образца и не связано с особенностям» приготовления образца и асимметрией контактов (см. вставку к Рис. 9а). Вероятно, оно определяется направлением роста кристалла.

Величина угла кручения растёт приблизительно линейно при удалении от неподвижного контакта. Амплитуда бср, нормированная на длину, уменьшается с увеличением ширины w: 5ср ос w"", где а»2-3. Этот результат согласуется с предположением, что вращательной усилие формируется в слое вблизи поверхности: само по себе вращение есть сдвиговая деформация, достигающая максимальной величины на поверхности.

Термическое воздействие не оказывает влияние на угол кручение (Рис. 9Ь), что показывает, что кручение не связано с однородной деформацией ВЗП. Однако, и «поляризация ВЗП», рассмотренная в главе б, таюке не может быть причиной кручения: деформация кручения примерно однородна по длине образца, в то время как знаки деформации ВЗП при её «поляризации» противоположны около разных контактов.

Далее отмечается, что наиболее вероятной причиной кручения можно считать поверхностный пиннинг [5,15,25]. Величина сдвига на поверхности может превышать 10"4. Такой деформации можно условно приписать пьезомодуль (недиагональные компоненты тензора пьезомодуля) >10"6м/В, что на 4-6 порядков превышает значения, известные для пьезо-электриков.

Затем приводится температурная зависимость кручения. Наблюдается спад

величины угла кручения с ростом температуры от 80 К до 200 К. Выше 200 К угол кручения не превышает 0.1°.

Приводятся также

частотные зависимости амплитуды кручения, которые свидетельствуют о наличии двух вкладов: медленного (гистерезисного, порогового) и быстрого (практически линейного по току). Температурная зависимость времени релаксации медленного вклада, т(7), описывается активационным законом (Рис. 10). Энергия активации, характеризующая зависимость, 900 К, близка к полуширине пайерлсовской щели в ТаБз, что явно свидетельствует о связи кручения с ВЗП [26,27].

Спада амплитуды быстрого вклада в кручение в зависимости от частоты не наблюдалось до максимальных частот приложенного электрического поля (~1 кГц), на которых можно было проводить корректные измерения. Наблюдение резонансных пиков кручения до 200 кГц указывает на то, что кручение может возбуждаться на существенно более высоких частотах. В отличие от медленного, быстрый вклад слабо зависел от температуры ниже ГР, однако резкий спад его в области Т? свидетельствует о том, что он также связан с пайерлсовским состоянием TaS3 [А39].

Рис. 10. Температурные зависимости т для двух образцов TaS3, полученные из осциллограмм переходных процессов, 5(p(i). Наклон сплошной линии соответствует энергии активации 880 К. Пример 6ф(?) показан на вставке.

10s

Общая картина

зависимости кручения от амплитуды и частоты видна из Рис.11, где показан ^ ,

40

набор зависимостей ^

<

амплитуды кручения от напряжения на разных частотах. Видна общая тенденция: для низких частот линейный рост 6ф(Р)

>1,2,4, ю, 110,220,440,880 Hz j 2,9,15,30,60 kHz

10°

10-4 1СГ1

AG voltage, mV

Рис. 11. Амплитуда кручения TaS3 в зависимости переходит к резкому от амплиХуДЫ прямоугольного знакопеременного возрастанию в области Vt. С напряжения при различных/ указанных на

рисунке. Г=80 К.

ростом частоты пороговый

вклад уменьшается, его появление сдвигается в сторону более высоких напряжений. Начиная с /=9 кГц и выше, на зависимостях остаётся только линейный вклад, который не зависит заметным образом от / (видимый спад амплитуд кручения для / > 12 кГц связан с частотной характеристикой крутильного осциллятора).

В заключении раздела отмечается, что результаты исследования кручения, полученные для соединений квазиодномерных проводников (TaSe4)2I и К0.3М0О3, качественно схожи с результатами для TaS3. В частности, наблюдаются два вклада в кручение: быстрый и медленный.

В разделе 7.3 обосновывается и описывается постановка эксперимента, в котором неоднородная деформация вискеров исследуется с помощью просвечивающего электронного микроскопа (ПЭМ) [A3 9]. Отмечается, что электрическое поле может создавать различные виды неоднородной деформации. Высокое пространственное разрешение ПЭМ можно использовать для наблюдения малых перемещений, соответствующих изгибной, неоднородной продольной деформации, неоднородному кручению образцов.

Описывается монтаж образцов TaS3 в микрокриостате (7М55 К), помещённом в ПЭМ. Для защиты образца от высокоэнергетических электронов,

над ним был закреплён более широкий вискер Ва28г2СиСа2Ох, играющий роль экрана. Два индиевых прижимных контакта фиксировали концы образца, оставляя его середину свободной, приподнятой над подложкой, в которой было сделано отверстие. Чтобы наблюдать деформацию, к образцу были приклеены поперечные перекладины - тоже вискеры Ва28г2СиСа2Ох, концы которых выступали из-под экрана. На этих вискерах выбирались реперные точки, по перемещению которых можно было изучать деформацию образца. К образцу прикладывалось переменное напряжение. Изображение выводилось на фотоплёнку; при этом направление и амплитуда колебаний вискеров определялась по размытию изображений реперных точек.

В разделе 7.4 приводятся результаты исследований в ПЭМ. Наблюдалось как продольное, Дх, (вдоль оси с образца Та83), так и поперечное, Лу, смещение перекладин. На Рис. 12 показаны фотографии фрагментов перекладин. По

размытию фотографий на Рис. 12а,Ь делается вывод о поперечном смещении в квазистатическом и резонансном режимах, соответственно. Это свидетельствует об изгибной деформации Та8з. Смещение Дх наблюдалось только в резонансных модах и связано с изгибным резонансом самой перекладины. Дополнительный эксперимент показал, что наблюдаемое смещение Дх также связано с изгибными колебаниями ТаБз.

Изгиб связывается с неоднородной в сечении продольной деформацией образца. Относительная величина продольной деформации (разность деформации на краях образца) оценивается как ~10"7. Продольного смещение середины образца (глава 6) не наблюдалось, что связывается с недостаточной

Рис. 12. Микрофотографии движущихся фрагментов поперечных вискеров (перекладин), полученные в ТЭМ. (а) Ду = 20 нм, VAC = 70 мВ,/= 3 Гц; (Ь) Ду = 0.8 мкм, Vac ~ Ю мВ,/= 12 кГц; (с) Дх = 1 мкм, VAC = 10 мВ,/= 45 кГц

чувствительностью методики, а также недостаточно низкой температурой образца (155 К).

В разделе 7.5 делается вывод о связи наблюдаемого кручения и изгиба с деформацией ВЗП: рассматривается вопрос о том, какие виды деформации ВЗП приводят к деформации образцов. Отмечается, что центральным результатом данной главы является деформация кручения в электрическом поле, причём её величина согласуется с оценками (6,6'), полученными для неоднородной продольной деформации (глава 6). Связь кручения с деформацией ВЗП очевидна из гистерезисной пороговой зависимости угла кручения от напряжения, Scp(F), (Рис. 9) и из температурной зависимости времени его релаксации (Рис. 10).

Наиболее вероятная причина кручения - деформация ВЗП, связанная с поверхностным пиннингом. Сдвиг ВЗП можно оценить по аналогии с расчётом, проведённом в главе 6. Предполагается, что сдвиг ВЗП передаётся решётке кристалла. В формуле (6) при этом следует заменить модуль Юнга на модуль сдвига образца, а длину - на ширину.

Сложнее объяснить пространственное распределение сдвига, соответствующее кручению. Такое распределение может возникнуть, если на каких-то двух противолежащих рёбрах кристалла пиннинг сильнее, чем на двух других. С другой стороны, кручение может отражать лишь часть (неоднородную по сечению) сдвиговой деформации. В любом случае ясно, что большая деформация связана с поперечной когерентностью ВЗП, длина которой многократно превосходит длину, на которой действует поверхностный пиннинг.

В конце главы делается обобщающий вывод о многообразии возможных видов деформации квазиодномерных образцов в электрическом поле. Эти виды деформации ждут дальнейших исследований, как для ТаБз, так и для других соединений.

В ЗАКЛЮЧЕНИИ (Глава 8) содержатся краткие выводы.

Кратко анализируется модель пайерлсовского перехода как следствия спонтанного ПФ и вытекающая из неё природа состояния выше ГР, вопрос о корректном определении самой Гр. Обсуждаются нерешённые вопросы.

Рассматриваются неясные вопросы, связанные с деформацией образцов в электрическом поле, в частности - вопрос о природе полярной оси. Обсуждаются перспективы исследований. В частности, предлагается провести одновременные дифракционные исследования ВЗП и кристаллической решётки.

Отмечается прикладное значение эффекта кручения квазиодномерных проводников в электрическом поле, в особенности, при комнатной температуре [A3 9]: вискеры квазиодномерных проводников являются готовыми крутильными актюаторами, элементами микро- и наноэлектромеханических систем, многократно превосходящими существующие приводы аналогичных размеров по отношению угол поворота/напряжение.

В конце данного раздела выражаются благодарности.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих статьях:

AI. Иткис М.Е., Надь Ф.Я., Покровский. В.Я. ЭДС, возникающая в квазиодномерном проводнике TaS3 под действием лазерного излучения.// ЖЭТФ - 1986. - Т.90. - С. 307-316.

А2. Зайцев-Зотов C.B., Покровский В.Я. Релаксация метастабильных состояний и зарождение металлической фазы в результате образования центров проскальзывания фазы в TaS3.// Сб. трудов XXV Всесоюзной конференции по физике низких температур, Ленинград 1988. - Ч.З. - С. 112-113.

A3. Зайцев-Зотов C.B., Покровский В.Я.. Самолегирование в квазиодномерных пайерлсовских полупроводниках.// Сб. трудов XI Всесоюзной конференции по физике полупроводников, Кишинёв 1988. -Т.1.- С. 60-61.

A4. Pokrovskii V.Ya., Zaitsev-Zotov S.V. Inhomogeneous Spatial Structure of the CDW Metastable States: Step-Like and Continuous Temperature Evolution.// Synthetic Metals - 1989. -V. F439-444. - P. 39.

А5. Зайцев-Зотов С.В., Покровский В .Я. Уединенные двухуровневые флуктуаторы в сверхмалых образцах квазиодномерного проводника TaS3.// Письма в ЖЭТФ - 1989. -Т.49. - С.449-452.

Аб. Pokrovskii V.Ya., Zaitsev-Zotov S.V. Critical-State Model for Pinned Charge-Density Waves: Conditions and Consequences of Phase Slip.// Synthetic Metals -1989. -V. 32. - P. 321-328

A7. Pokrovskii V.Ya., Zaitsev-Zotov S.V. Spontaneous Resistance Fluctuations and Transition of the Charge- Density Waves into Disordered State in o-TaS3 Nanosamples.// Europhys. Lett-1990. - V.13. - P. 361-366.

A8. Pokrovskii V.Ya., Zaitsev-Zotov S.V. Phase-Slip, Critical Fluctuations and Order-Disorder Transition of the CDW in o-TaS3. // Synthetic Metals. - 1991. - V.41-43.-P. 3899-3904.

A9. Zaitsev-Zotov S.V., Pokrovskii V.Ya., Gill J.C. Mesoscopic Behavior of the Threshold Voltage in Ultra-Small Specimens of o-TaS3.// Journ. Phys. I (France). - 1992.-V. 2-P. 111-120.

A10. Pokrovskii V. Ya., Zaitsev-Zotov S. V., Monceau P., and Nad' F. Ya. The anomalous growth of resistance fluctuations in o-TaS3 below the liquid-nitrogen temperature.// J.Phys.: Cond. Matter. - 1993. - V. 5. - P. 9317-9326.

All. Pokrovskii V. Ya., Zaitsev-Zotov S. V., Monceau P., and Nad' F. Ya. Spontaneous Resistance Fluctuations and Their Evolution Near the Threshold in o-TaS3 Below the Liquid-Nitrogen Temperature.// J. Phys IV (France) - 1993. V. 3. - P. 189-192.

A12. Pokrovskii V. Ya., Zaitsev-Zotov S. V. Comment on 'Metastable Length States of a Random System: TaS3'. // Phys. Rev. B. - 1994. - V. 50. - P. 1544215444.

A13. Артеменко С. H., Покровский В. Я., Зайцев-Зотов С. В. Электронно-дырочный баланс и полупроводниковые свойства квазиодномерных проводников с волной зарядовой плотности.// ЖЭТФ. - 1996. - Т. 110, №. 3. - С. 1069-1080.

А14. Pokrovskii V. Ya., Zaitsev- Zotov S. V., Monceau P. Threshold nonlinear conduction of thin samples of o-TaS3 above the Peierls transition temperature.// Phys. Rev. B. - 1997. - V. 55 - P. R13377-13380.

A15. Heinz G., Pokrovskii V. Ya, Goldbach M., Kittel A., Parisi J. Imaging the Spatial Structure of Metastable States in a Charge Density Wave System with the Scanning Electron Microscope.// Phys. Lett. A. -1997. - V. 236. - P..583-588.

A16. Heinz G., Pokrovskii V. Ya, Goldbach M., Kittel A., Parisi J. Deformation of Charge Density Waves in Quasi-One-Dimensional Semiconductors Visualized by Scanning Electron Microscopy.// In: "A Perspective Look at Nonlinear Media in Natural and Social Science", eds. J. Parisi, S. C. Mueller, and W. Zimmermann (Springer, Berlin). - 1997. - P. 339-347.

A17. Pokrovskii V. Ya., Zaitsev-Zotov S. V. Contributions of the spontaneous phase slippage to the linear and non-linear conduction near the Peierls transition in the thin samples of o-TaS3. //Phys. Rev. B. -2000. -V. 61. -P. 13261-13265.

A18. Зайцев-Зотов С. В., Покровский В.Я., Монсо Л. Переход к одномерной проводимости при уменьшении толщины кристаллов квазиодномерных проводников TaS3 и NbSe3. // Письма в ЖЭТФ. - 2001. Т. 73. -С. 29-32.

А19. Синченко А. А., Покровский В. Я., Зыбцев С. Г. Управление электронным спектром квазиодномерного проводника К0.3МоО3 с помощью микроконтакта. // Письма ЖЭТФ. - 2001. - Т. 74, № 3. - С. 191-194.

А20. Heinz G., Parisi J., Pokrovskii V. Ya., Kittel A. Visualizing the spatial structure of charge density waves via scanning electron microscopy. //Physica B: Condensed Matter. - 2002. - V. 315, № 4. - P. 273-280.

A21. Golovnya A. V., Pokrovskii V. Ya., Shadrin P. M. Coupling of the lattice and superlattice deformations and hysteresis in thermal expansion for the quasi-one-dimensional conductor TaS3.// Phys. Rev. Lett. - 2002. - V. 88. - P. 246401(1-4).

A22. Sinchenko A. A., Zybtsev S. G., Gorlova I. G., Latyshev Yu. I., Pokrovskii V.Ya., Monceau P. On The Critical Current For The Charge-Density Wave Transport.// J.Phys. IV France. - 2002. - V. 12. - P. Pr9-127-128.

А23. Sinchenko A A, Latyshev Yu I, Pokrovskii V Ya, Zybtsev S G., Monceau P. Micro-contact spectroscopy features of quasi-one-dimensional materials with a charge-density wave. // J. Phys. A: Math. Gen. - 2003. - V. 36 - P. 9311— 9322.

A24, Golovnya A. V., Pokrovskii V. Ya. Interferometric setup for measurements of expansion of whisker-like samples. // Rev. Sci. Instrum. - 2003. -V. 74, №3. - P. 4418-4422.

A25. Pokrovskii V. Ya., Golovnya A. V., Zaitsev-Zotov S. V. Peierls transition as spatially inhomogeneous gap suppression. // Phys. Rev. B. - 2004. - V. 70, № 11. -P. 113106 (1-4).

A26. Головня А. В., Покровский В. Я. Методика исследования удлинения нитевидных квазиодномерных проводников и перспективы использования их в микроэлектромеханике. // Сб. трудов Молодёжной школы «Микросиситемная техника МСТ-2004». Санкт-Петербург - Таганрог. - 2004. - С. 37-42.

А27. Pokrovskii V. Ya., Gorlova I. G., Zybtsev S. G., Zaitsev-Zotov S. V. Variable-range-hopping-like transverse conductivity of the quasi one-dimensional conductor TaS3. // J. Phys. IV France. - 2005. - V. 131. - P. 185-187.

A28. Pokrovskii V. Ya. Distributed latent heat of the phase transitions in low-dimensional conductors. // J. Phys. IV France. - 2005. - V. 131. - P. 315-318.

A29. Синченко А. А., Покровский В. Я. Деформация волны зарядовой плотности вблизи микроконтакта с нормальным металлом. // ЖЭТФ. - 2005. - Т. 128.-С. 1288-1298.

А30. Sinchenko A. A., Pokrovskii V. Ya. Effect of commensurability on the CDW deformation near a point contact. // J.Phys.IV. - 2005. - V. 131 - P. 227-229.

A31. Pokrovskii V. Ya., Meshkov G. В., Gorlova I. G., Zybtsev S. G., Odobesko А. В., Yaminsky I. V. Atomic-Force Microscope as an Instrument for Measurements of Thermal Expansion of Whisker-Like Samples. // In Proceedings of the Workshop „Recent developments in low dimensional charge density wave conductors", Skradin, Croatia June 29.-July 3. - 2006. - P. 28-29.

A32. Pokrovskii V. Ya., Gorlova I. G., Zybtsev S. G., Zaitsev-Zotov S. V. Universal Variable-Range Hopping Along and Perpendicular to the Chains in the

Quasi One-Dimensional Conductor o- TaS3. // In Proceedings of the Workshop „Recent developments in low dimensional charge density wave conductors", Skradin, Croatia June 29.-July 3. - 2006. - P. 44-45.

A33. Sinchenko A. A., Pokrovskii V. Ya. Effects of strong deformation of a CDW in the vicinity of a point contact with a normal metal. // In Proceedings of the Workshop „Recent developments in low dimensional charge density wave conductors", Skradin, Croatia June 29.-July 3. - 2006. - P. 16-17.

A34. Покровский В. Я., Зыбцев С. Г., Кузнецов А. П. Деформация квазиодномерных проводников в электрическом поле и методики её исследования. // Труды Научн. сессии МИФИ. М. - 2007. - Т. 4. - С. 37-38.

А35. Pokrovskii V. Ya., Zybtsev S. G., Gorlova I. G. Torsional Strain of TaS3 Whiskers on the Charge-Density Wave Depinning. // Phys. Rev. Lett. - 2007. - V. 98. -P. 206404.

A36 Покровский В. Я. Об огромном воздействии электрического поля на кристаллическую решетку квазиодномерных проводников с волной зарядовой плотности.// Письма ЖЭТФ. - 2007. - Т. 86, № 4 - С. 290-293.

А37 Pokrovskii V. Ya., Zybtsev S. G. Self-sensitive torsional microresonators based on a charge-density wave system. // arXiv:0708.2694vl [cond-mat.str-el]., 1-10 - Режим доступа: http://arxiv.org/abs/0708.2694.

A38. Pokrovskii V. Ya., Zybtsev S. G., Gorlova I. G. Enormous torsional strain of one dimensional conductors under electric field: an alternate for the piezoelectric actuators? // Сб. трудов Международной конференции "Functional Materials" ICFM - 2007. Украина, Крым, Партенит. - 2007. - С. 221 -222.

А39. Pokrovskii V. Ya., Zybtsev S. G, Loginov V. В., Timofeev V. N., Kolesov D. V., Yaminsky I. V., Gorlova I. G. Deformations of charge-density wave crystals under electric field. // Physica B. -2009. - V. 404. - P. 437-443.

A40. Zybtsev S. G., Pokrovskii V. Ya., Nasretdinova V. F., Zaitsev-Zotov S. V. Gigahertz-range synchronization at room temperature and other features of charge-density wave transport in the quasi-one-dimensional conductor NbS3. // Appl. Phys. Lett.-2009.-V. 94.-P. 152112(1-3).

Цитируемая литература

1. D. Staresinic, A. Kis, К. Biljakovic, В. Emerling, J.W. Brill, J. Souletie, H. Berger, and F. Levy, Eur. Phys. J. В 29, 71-77 (2002).

2. S. N. Artemenko, J. Phys. IV 12, Pr9-77 (2002).

3. P. Monceau в «Electronic Properties of Quasi-One-Dimensional Materials», (Reidel, Dordrecht, 1985), Part II, p.139; G. Grüner, Rev. Mod. Phys. 60,1129 (1988); современное состояние исследований достаточно полно представлено в Трудах Международного симпозиума по электронным кристаллам ECRYS 2008: Physica В Cond. Mat. 404, Issues 3-4, March 2009.

4. J. С. Gill, J. Phys. С 19, 6589 (1986).

5. Д. В. Бородин, С.В. Зайцев-Зотов, Ф.Я. Надь, ЖЭТФ 93,1394 (1987).

6. S. V. Zaitsev-Zotov, Synth. Met. 41-43,3923 (1991).

7. С.В. Зайцев-Зотов, «Размерные эффекты и релаксационные явления в квазиодномерных проводниках с волной зарядовой плотности», докторская диссертация, Москва, 1999. С.В. Зайцев-Зотов, УФН174,585 (2004).

8. F.N. Hooge, Phys. Lett. А 20, 139 (1969).

9. G. Mozurkewich and R.L. Jacobsen, Synth. Met. 60,137 (1993).

10. L. C. Bourne and A. Zettl, Solid State Commun. 60, 789 (1986).

11. J. W. Brill, M. Chung, Y. -K. Kuo, X. Zhan, and E. Figueroa, Phys. Rev. Lett. 74, 1182(1995).

12. J. W. Brill, in Handbook of Elastic Properties of Solids, Liquids, and Gases, edited by M. Levy, H. E. Bass, and R. R. Stern (Academic Press, New York, 2001), Vol. II, pp. 143-162.

13. D. Stareäinic, A. Ki§, K. Bilacovic, B. Emerling, J. W. Brill, J. Souletie, H. Berger, and F. L6vy, Eur. Phys. J. В 29, 71 (2002).

14. J. C. Gill, Synth. Met. 43, 3917 (1991).

15. McCarten, D. A. DiCarlo, M. Mäher, T. L. Adelman, and R. E. Thorne, Phys. Rev. В 46,4456 (1992).

16. G. Mozurkewich, Phys. Rev. В 42,11183 (1990).

17. J.W. Brill and W. Roark, Phys. Rev. Lett 53, 846 (1988); Phys. Rev. В 36,2969 (1987).

18. R.L. Jacobsen and G. Mozurkewich, Phys. Rev. В 42,2778 (1990).

19. Z.G. Xu and J.W. Brill, Phys. Rev. В 45,3953 (1992).

20. S. Hoen, В. Burk, A. Zettl, and M. Inui, Phys. Rev. В 46,1874 (1991).

21. Ю.И. Латышев, Я.С. Савицкая и B.B. Фролов, Письма ЖЭТФ 38, 541 (1983).

22. В.Б. Преображенский, А.Н. Талдёнков, И.Ю. Кальнова, Письма ЖЭТФ 40, 182 (1984); V. В. Preobrazhensky, А. N. Taldenkov, and S. Yu. Shabanov, Solid State Commun. 54, 1399 (1985).

23. A. Meerschaut, J. Physique 44, C3-1615 (1983).

24. A.K. Таганцев, УФН 152, 423 (1987).

25. J. C. Gill, Europhys. Lett. 11,175 (1990).

26. D. Staresinic, K. Biljakovic, W. Brütting, К. Hosseini and P. Monceau, Phys. Rev. В 65,165109 (2002).

27. L. Ladino, J. W. Brill, M. Freamat, M. Uddin, and D. Dominko, Phys. Rev. В 74, 115104(2006).

Отпечатано в ООО «Компания Спутник+» ПД № 1-00007 от 25.09.2000 г. Подписано в печать 20.01.2010 Тираж 100 экз. Усл. п.л. 2,4 Печать авторефератов (495)730-47-74, 778-45-60

1. Введение

2. Флуктуации сопротивления вблизи температуры пайерлсовского перехода, Тр, в квазиодномерном проводнике Та83.

2.1. Постановка задачи. Отсутствие универсальной теории перехода трёхмерного упорядочения.

2.2. Предпосылки для наблюдения спонтанных актов проскальзывания фазы (ПФ) волны зарядовой плотности (ВЗП).

2.3. Особенности экспериментальных методик исследования флуктуаций, в том числе в образцах нанометровой толщины.

2.4. Наблюдение флуктуаций напряжения в образцах ТаБз. 31 2.5 Анализ результатов, связь флуктуаций со спонтанным ПФ и формулировка модели.

3. ПФ как механизм разрушения трёхмерного порядка ВЗП в области ГР. Описание основных свойств квазиодномерных проводников вблизи Тр.

3.1. Особенность теплового расширения Та83 вблизи 7р и её описание в рамках модели ПФ.

3.2. Описание особенностей температурных зависимостей теплоёмкости, модуля Юнга и проводимости вблизи Ту в соединениях квазиодномерных проводников.

4. Особенности вольтамперных характеристик (ВАХ) тонких образцов Тавз вблизи 7р.

4.1. Размытие ВАХ тонких образцов Та8з в области порогового поля вблизи ГР.

4.2. Описание явления в рамках модели спонтанного ПФ.

4.3. Пороговая нелинейная проводимость выше ТР.

4.4. Выводы о характере состояния квазиодномерных проводников с ВЗП вблизи Гр.

5. Тепловое расширение и гистерезис длины квазиодномерного проводника Та8з.

5.1. Постановка задачи. Вопрос о возможных воздействиях деформации ВЗП на размеры и форму кристаллов квазиодномерных проводников.

5.2. Экспериментальные методики.

5.3. Результаты измерений теплового расширения.

5.4. Анализ результатов и выводы об упругом взаимодействии ВЗП и основной решётки.

6. Расчёт деформации квазиодномерных проводников в электрическом поле.

6.1. Расчёт профилей деформации ВЗП и кристалла в электрическом поле.

6.2. Анализ полученных результатов.

7. Неоднородная деформация квазиодномерных проводников в электрическом поле.

7.1 Экспериментальные методики исследования кручения.

7.2. Результаты исследования деформации кручения квазиодномерных проводников.

7.3. Экспериментальные методики исследования деформации с помощью просвечивающего электронного микроскопа.

7.4. Наблюдение деформации изгиба.

7.5. Анализ результатов и выводы о связи наблюдаемых эффектов с деформацией ВЗП.

Во ВВЕДЕНИИ (Глава 1) обосновывается актуальность темы, дается краткий обзор основных свойств квазиодномерных проводников в связи с тематикой диссертации, кратко излагается содержание глав диссертации.

Содержание глав 2-4 относится к флуктуационным свойствам квазиодномерных проводников с ВЗП. Глава 2 посвящена изучению спонтанных флуктуаций сопротивления в квазиодномерном соединении ТаБз. В разделе 2.1 обосновывается постановка задачи. Даётся обзор флуктуационных свойств, изученных к моменту начала работы над диссертацией. Поскольку пайерлсовский переход есть переход трёхмерного упорядочения одномерных флуктуаций, универсальной теории, описывающей поведение всех физических величин вблизи перехода, пока не создано. Приводятся примеры, показывающие, что предсказания имеющихся теорий существенно расходятся с экспериментом. Поэтому актуальным может быть разработка полуэмпирических моделей флуктуаций, имеющих экспериментальное основание и ясный физический смысл, и сопоставление этих моделей с другими экспериментами.

В разделе 2.2. даётся обзор научных работ, в которых экспериментально и теоретически изучалось явление проскальзывания фазы (ПФ). Описывается модель термически активированного ПФ. Обосновываются предпосылки для экстраполяции модели в область более высоких температур и наблюдения спонтанных флуктуаций сопротивления.

Раздел 2.3 посвящен особенностям экспериментальных методик, применявшихся для исследования флуктуаций. Для описания особенностей поведения основных параметров, характеризующих пайерлсовский переход, таких как теплоёмкость, модули упругости, тепловое расширение, транспортные свойства, следует исследовать образцы не слишком малых размеров, в которых переход не слишком размыт из-за размерного эффекта. Для исследования электрических шумов в таких образцах пришлось использовать специальную методику, использующую малошумящий усилитель. С другой стороны, в образцах субмикронной толщины флуктуации выражаются в особых эффектах. В частности, шумы в них имеют вид случайного телеграфного сигнала. Поэтому, в данном разделе описана также методика приготовления образцов малых размеров.

Раздел 2.4. посвящен исследованию спонтанных флуктуаций сопротивления образцов Та8з. Совпадение температуры, при которой наблюдается максимум шума, с точкой схлопывания петли гистерезиса, а также подобие форм максимума и температурного хода сопротивления в области ТР, указывают на связь флуктуаций с процессом ПФ. Кроме того, наблюдение спонтанных шумов, имеющих вид случайного телеграфного сигнала, в образцах субмикронной толщины непосредственно доказывает, что шумы связаны со спонтанным обратимым процессом ПФ. В разделе 2.5 формулируется модель ПФ, позволяющая описать поведение различных величин вблизи ГР.

Результаты исследования шумов указывают на спонтанное ПФ как механизм разрушения трёхмерного порядка ВЗП при повышении температуры. В главах 3-4 модель конкретизируется и находит экспериментальное обоснование. Глава 3 посвящена исследованиям теплового расширения, теплоёмкости, модуля Юнга и проводимости вблизи ГР в соединениях квазиодномерных проводников. С помощью модели ПФ описываются экспериментальные результаты, упомянутые выше. При этом в разделе 3.1 отдельно рассмотрено тепловое расширение ТаЭз, измеренное автором диссертации. Раздел 3.2 посвящен описанию особенностей в теплоёмкости, модуле Юнга и проводимости вблизи ТР, о которых сообщается в работах других авторов.

Глава 4 посвящена флуктуационным эффектам, специфическим для образцов субмикронных и нанометровых поперечных размеров, проявляющимся в их транспортных свойствах. В разделе 4.1 описан эффект размытия («закругления») вольт-амперных характеристик (ВАХ) тонких образцов Та8з в области порогового поля вблизи Тр. Показано, что эффект можно рассматривать как нелинейную проводимость ниже порогового поля. Сопоставление температурных зависимостей этой проводимости и флуктуационного вклада в линейную проводимость свидетельствует о том, что они имеют общую природу и, следовательно, должны быть связаны со спонтанным ПФ. В разделе 4.2 модель ПФ обобщается для описания локального движения (крипа) ВЗП, вызванного спонтанным ПФ. Выводится соотношение между линейным и нелинейным вкладами в проводимость, которое согласуется с экспериментом.

В разделе 4.3 сообщается о наблюдении качественно иного эффекта -появления порогового вклада в нелинейную проводимость в субмикронных образцах Та83. Эффект наблюдается при температурах, более чем на 45 К превосходящих 7р. Приводится объяснение, связывающее пороговый характер срыва флуктуаций ВЗП с большой длиной когерентности, которая может в определённые моменты времени достигать толщины образца. Температурная зависимость порогового поля, Ер, свидетельствует о том, что выше Тр никаких качественных изменений в свойствах ВЗП внутри областей когерентности не происходит, что является прямым доказательством связи перехода с разрушением трёхмерного порядка, а не с однородным подавлением пайерлсовской щели.

В разделе 4.4 обсуждается природа состояния квазиодномерных проводников выше 7р, обсуждаются области применимости модели ПФ, рассматриваются варианты её возможного микроскопического обоснования.

Главы 5-7 посвящены исследованиям деформации образцов квазиодномерных проводников, связанной с деформацией ВЗП. Исследованы три вида деформации: однородная продольная, кручение и изгиб. В Главе 5 рассматривается однородная деформация образцов. Вначале (раздел 5.1) приведены соображения, согласно которым можно ожидать чувствительность размеров и формы образцов квазиодномерных проводников к деформации ВЗП. Приводятся экспериментальные работы зарубежных авторов, в которых наблюдалось уменьшение модуля Юнга и модуля сдвига при депиннинге ВЗП. Результаты свидетельствуют о возможности упругого взаимодействия ВЗП и основной решётки. Анализируется также эксперимент, проведённый американскими авторами, в котором сообщается об изменении длины образцов Та8з при воздействии электрического поля. Делается вывод о том, что для наблюдения однородной деформации образцов наиболее эффективным должно быть температурное воздействие, в то время как воздействие электрического поля должно приводить, в первую очередь, к неоднородной деформации образцов.

Отдельный раздел (5.2.) посвящен описанию оригинальной экспериментальной интерференционной методики, разработанной для исследования теплового расширения нитевидных образцов. Результаты измерения теплового расширения ТаЭз приведены в разделе 5.3. Показано, что ниже ТР в тепловом расширении наблюдается гистерезис. Проводится сопоставление петель гистерезиса длины и проводимости, делается вывод о связи деформации образца с деформацией ВЗП. В разделе 5.4 предлагается модель взаимодействия ВЗП с решёткой кристалла.

Далее приводятся результаты исследований неоднородной деформации квазиодномерных проводников в электрическом поле. Отдельная глава, № 6, посвящена теоретическому расчёту возможного воздействия электрического поля на изменение формы образца. В разделе 6.1 проводится расчёт профиля деформации ВЗП и рассматривается влияние этой деформации на форму образца. Раздел 6.2 посвящен анализу полученного результата. Делается вывод, что по отношению деформация/поле квазиодномерные проводники могут на много порядков превосходить известные пьезоэлектрики. В малых электрических полях это отношение может в Ьс/Х раз превосходить пьезомодуль ионных пьезоэлектриков, где X — период ВЗП, Ьс — длина когерентности, достигающая миллиметров при скольжении ВЗП. Отмечается также, что виды неоднородной деформации квазиодномерных проводников в электрическом поле могут быть различными: помимо продольной, можно ожидать изгиб, сдвиг и т.д. Мотивируется постановка задачи об исследовании кручения.

Глава 7 посвящена исследованию деформации кручения, возникающей в квазиодномерных проводниках с ВЗП в электрическом поле. В разделе 7.1 описываются оптические экспериментальные методики исследования деформации кручения нитевидных образцов. Затем (7.2) приводятся результаты измерения кручения образцов ТаБз в зависимости от электрического поля и температуры. Приводятся зависимости амплитуды кручения от длины и сечения образца. Показано, что кручение свидетельствует о наличии полярной оси у образцов. Приводятся также данные по кручению образцов других соединений квазиодномерных проводников, что доказывает универсальность эффекта. В разделе 7.3 обосновывается постановка эксперимента, в котором неоднородная деформация исследуется с помощью просвечивающего электронного микроскопа (ПЭМ). Описывается экспериментальная методика. Далее (7.4) приводятся результаты исследований, сообщается о наблюдении изгибной деформации Та83 в электрическом поле. В разделе 7.5 делается вывод о связи наблюдаемого кручения и изгиба с деформацией ВЗП, рассматриваются виды деформации ВЗП, обуславливающие деформацию образцов. В частности, расчёт (глава 6) обобщается для случая сдвиговой деформации ВЗП, связанной с поверхностным пиннингом. Приводятся численные оценки угла кручения.

В ЗАКЛЮЧЕНИИ (Глава 8) содержатся краткие выводы, оцениваются перспективы дальнейших исследований и прикладного применения их результатов, выражаются благодарности.

Новизна работы состоит в том, что для квазиодномерных проводников с ВЗП автором впервые экспериментально исследованы:

- особенности флуктуаций вблизи пайерлсовского перехода и их связь с динамикой деформации ВЗП;

- воздействие деформации ВЗП на решётку кристалла;

- спонтанные флуктуации сопротивления вблизи пайерлсовского перехода;

- особенности вольт-амперных характеристик образцов Та83 нанометровой толщины в области пайерлсовского перехода;

- тепловое расширение (ТР) квазиодномерного соединения Та83, температурный гистерезис ТР и особенности ТР вблизи пайерлсовского перехода;

- деформация кручения и изгиба квазиодномерных проводников, возникающая при приложении электрического поля.

Проведён теоретический анализ полученных результатов.

В ходе выполнения перечисленных исследований автором вблизи пайерлсовского перехода были обнаружены спонтанные электрические шумы, особенность в тепловом расширении, размытие вольт-амперных характеристик (ВАХ) тонких образцов Та8з в области порога для нелинейной проводимости. Выше перехода в тонких образцах, наоборот, был обнаружен пороговый характер ВАХ. Был обнаружен гистерезис в тепловом расширении квазиодномерных проводников, а также кручение и изгиб в электрическом поле.

Автором предложена модель спонтанного проскальзывания фазы, описывающая разрушение дальнего порядка ВЗП образованием областей локального подавления (или сильного возмущения) пайерлсовского состояния. Модель объясняет спонтанные флуктуации сопротивления, размытие ВАХ в области Еь особенности на температурных зависимостях теплового расширения, теплоёмкости, модуля Юнга и проводимости. Также предложена модель, объясняющая сильную неоднородную деформацию квазиодномерных проводников с ВЗП в электрическом поле.

Автором разработан ряд экспериментальных методик, в том числе оптические методики, позволяющие измерять ТР и кручение нитевидных образцов.

Достоверность результатов работы определяется использованием обоснованных методов проведения экспериментальных измерений, воспроизводимостью результатов, которые составляют самосогласованную физическую картину, согласующуюся также и с имеющимися данными по физике ВЗП, существующими и предложенными моделями.

Научная и практическая ценность работы состоит в том, что полученные в ней результаты расширяют и углубляют физические представления о физике квазиодномерных проводников с ВЗП, создают цельную картину флуктуационных явлений в них, демонстрируют возможность создания неоднородной деформации кристаллической решётки в электрическом поле за счёт её взаимодействия с ВЗП. Обнаружение и исследование кручения квазиодномерных проводников в электрическом поле открывает возможность для создания эффективных актюаторов (приводов) микронного и субмикронного размера, необходимых в микро- и наносистемной технике. Интерференционная методика, разработанная для измерения удлинения нитевидных образцов, может быть применена для исследования различных объектов.

Основные положения, выносимые на защиту:

1) В квазиодномерном проводнике, ромбическом ТаБз, вблизи температуры пайерлсовского перехода, ТР, возникают спонтанные флуктуации проводимости, имеющие спектр типа 1/£ Флуктуации связаны с актами проскальзывания фазы волны зарядовой плотности (ВЗП), имеющими обратимый характер.

2) Тепловое расширение ТаБз вблизи Тр испытывает особенность, имеющую вид размытой ступени. Сделан вывод, что механизм разрушения трёхмерного порядка ВЗП есть следствие роста вероятности проскальзывания фазы ВЗП с повышением температуры.

3) В образцах квазиодномерного проводника Та83 нанометровой толщины при температурах существенно ниже ТР срыв ВЗП с примесей (депиннинг) происходит без резкого порога. Данный эффект является следствием обратимого проскальзывания фазы ВЗП: каждый акт проскальзывания фазы приводит к локальному переносу заряда ВЗП. В то же время, депиннинг в таких образцах сохраняет пороговый вид существенно выше ТР. Это связано с большими длинами флуктуаций параметра порядка ВЗП, достигающими поперечных размеров образцов и определяющими её временную когерентность.

4) Создана оптическая интерференционная методика, позволяющая исследовать удлинение нитевидных кристаллов с чувствительностью не

1 .. менее 5x10" . Обнаружено, что тепловое расширение Та83 имеет гистерезис, который достигает 5x10"5 и связан с деформацией ВЗП. Упругое взаимодействие ВЗП и основной решётки определяется зависимостью импульса Ферми от деформации решётки. ~

5) Квазиодномерные проводники под действием электрического поля испытывают деформацию кручения (Та83, (Та8е4)21, К0.3МоО3) и изгиба (Та83), которая обусловлена неоднородной деформацией ВЗП. Зависимость угла кручения от электрического поля носит пороговый гистерезисный характер. Для Та83 сдвиговая деформация при этом достигает величины, соответствующей пьезомодулю более 10~б м/В.

Личный вклад автора

Большая часть экспериментальных результатов и все теоретические результаты были получены автором. Автор также проводил обработку экспериментальных данных, написание и оформление публикаций. Использованные в работе соединения квазиодномерных проводников были выращены в ИРЭ им. В.А. Котельникова РАН, а также в лабораториях США, Франции, Швейцарии и Хорватии.

Основные результаты опубликованы в 40 научных работах, в том числе в 29 статьях в реферируемых отечественных (7) и зарубежных (22) журналах; все 29 публикаций - в журналах и изданиях, определенных Высшей аттестационной комиссией. 11 публикаций — в сборниках трудов докладов отечественных и международных конференций и симпозиумов, а также интернет-изданиях.

Общий объем опубликованных по теме диссертации работ составил 295 печатных страниц.

Основные результаты диссертации изложены в следующих публикациях:

1. Иткис М.Е., Надь Ф.Я., Покровский. В.Я. ЭДС, возникающая в квазиодномерном проводнике TaS3 под действием лазерного излучения.// ЖЭТФ - 1986. - Т.90. - С. 307-316.

2. Зайцев-Зотов C.B., Покровский В.Я. Релаксация метастабильных состояний и зарождение металлической фазы в результате обрдзования центров проскальзывания фазы в ТаЭз.// Сб. трудов XXV Всесоюзной конференции по физике низких температур, Ленинград 1988. - Ч.З. — С. 112113.

3. Зайцев-Зотов C.B., Покровский В.Я. Самолегирование в квазиодномерных пайерлсовских полупроводниках.// Сб. трудов XI Всесоюзной конференции по физике полупроводников, Кишинёв 1988. — Т.1.-С. 60-61.

4. Pokrovskii V.Ya., Zaitsev-Zotov S.V. Inhomogeneous Spatial Structure of the CDW Metastable States: Step-Like and Continuous Temperature Evolution.// Synthetic Metals - 1989. -V. F439-444. - P. 39.

5. Зайцев-Зотов C.B., Покровский В.Я. Уединенные двухуровневые флуктуаторы в сверхмалых образцах квазиодномерного проводника TaS3.// Письма в ЖЭТФ - 1989. -Т.49. - С.449-452.

6. Pokrovskii V.Ya., Zaitsev-Zotov S.V. Critical-State Model for Pinned Charge-Density Waves: Conditions and Consequences of Phase Slip.// Synthetic Metals -1989. -V. 32. - P. 321-328

7. Pokrovskii V.Ya., Zaitsev-Zotov S.V. Spontaneous Resistance Fluctuations and Transition of the Charge- Density Waves into Disordered State in o-TaS3 Nanosamples.// Europhys. Lett.- 1990. - V.13. - P. 361-366.

8. Pokrovskii V.Ya., Zaitsev-Zotov S.V. Phase-Slip, Critical Fluctuations and Order-Disorder Transition of the CDW in o-TaS3. // Synthetic Metals. - 1991. -V.41-43.-P. 3899-3904.

9. Zaitsev-Zotov S.V., Pokrovskii V.Ya., Gill J.C. Mesoscopic Behavior of the Threshold Voltage in Ultra-Small Specimens of o-TaS3.// Journ. Phys. I (France). - 1992.-V. 2-P. 111-120.

10. Pokrovskii V. Ya., Zaitsev-Zotov S. V., Monceau P., and Nad1 F. Ya. The anomalous growth of resistance fluctuations in o-TaS3 below the liquid-nitrogen temperature.// J.Phys.: Cond. Matter. - 1993. -V. 5. - P. 9317-9326.

11. Pokrovskii V. Ya., Zaitsev-Zotov S. V., Monceau P., and Nad' F. Ya. Spontaneous Resistance Fluctuations and Their Evolution Near the Threshold in o-TaS3 Below the Liquid-Nitrogen Temperature.// J. Phys IV (France) - 1993. V. 3. -P. 189-192.

12. Pokrovskii V. Ya., Zaitsev-Zotov S. V. Comment on 'Metastable Length States of a Random System: TaS3'. // Phys. Rev. B. - 1994. - V. 50. - P. 1544215444.

13. Артеменко С. H., Покровский В. Я., Зайцев-Зотов С. В. Электронно-дырочный баланс и полупроводниковые свойства квазиодномерных проводников с волной зарядовой плотности.// ЖЭТФ. - 1996. - Т. 110, №. 3. — С. 1069-1080.

14. Pokrovskii V. Ya., Zaitsev-Zotov S. V., Monceau P. Threshold nonlinear conduction of thin samples of o-TaS3 above the Peierls transition temperature.// Phys. Rev. B. - 1997. - V. 55 - P. R13377-13380.

15. Heinz G., Pokrovskii V. Ya, Goldbach M., Kittel A., Parisi J. Imaging the Spatial Structure of Metastable States in a Charge Density Wave System with the Scanning Electron Microscope.// Phys. Lett. A. -1997. - V. 236. - P. 583-588.

16. Heinz G., Pokrovskii V. Ya, Goldbach M., Kittel A., Parisi J. Deformation of Charge Density Waves in Quasi-One-Dimensional Semiconductors Visualized by Scanning Electron Microscopy.// In: "A Perspective Look at Nonlinear Media in Natural and Social Science", eds. J. Parisi, S. C. Mueller, and W. Zimmermann (Springer, Berlin). - 1997. - P. 339-347.

17. Pokrovskii V. Ya., Zaitsev-Zotov S. V. Contributions of the spontaneous phase slippage to the linear and non-linear conduction near the Peierls transition in the thin samples of o-TaS3. // Phys. Rev. B. - 2000. - V. 61. - P. 13261-13265.

18. Зайцев-Зотов С. В., Покровский В.Я., Монсо П. Переход к одномерной проводимости при уменьшении толщины кристаллов квазиодномерных проводников TaS3 и NbSe3. // Письма в ЖЭТФ. - 2001. Т. 73.-С. 29-32.

19. Синченко А. А., Покровский В. Я., Зыбцев С. Г. Управление электронным спектром квазиодномерного проводника К0.3МоО3 с помощью микроконтакта. // Письма ЖЭТФ. - 2001. - Т. 74, № 3. - С. 191-194.

20. Heinz G., Parisi J., Pokrovskii V. Ya., Kittel A. Visualizing the spatial structure of charge density waves via scanning electron microscopy. //Physica B: Condensed Matter. - 2002. - V. 315, № 4. - P. 273-280.

21. Golovnya A. V., Pokrovskii V. Ya., Shadrin P. M. Coupling of the lattice and superlattice deformations and hysteresis in thermal expansion for the quasi-one-dimensional conductor TaS3.// Phys. Rev. Lett. - 2002. - V. 88. - P. 246401(1-4).

22. Sinchenko A. A., Zybtsev S. G., Gorlova I. G., Latyshev Yu. I., Pokrovskii V.Ya., Monceau P. On The Critical Current For The Charge-Density Wave Transport.// J.Phys. IV France. - 2002. - V. 12. - P. Pr9-127-128.

23. Sinchenko A A, Latyshev Yu I, Pokrovskii V Ya, Zybtsev S G., Monceau P. Micro-contact spectroscopy features of quasi-one-dimensional materials with a charge-density wave. // J. Phys. A: Math. Gen. - 2003. — V. 36 — P.9311-9322.

24. Golovnya A. V., Pokrovskii V. Ya. Interferometric setup for measurements of expansion of whisker-like samples. // Rev. Sci. Instrum. - 2003. - V. 74, №3. - P. 4418-4422.

25. Pokrovskii V. Ya., Golovnya A. V., Zaitsev-Zotov S. V. Peierls transition as spatially inhomogeneous gap suppression. // Phys. Rev. B. - 2004. -V. 70, № 11.-P. 113106(1-4).

26. Головня А. В., Покровский В. Я. Методика исследования удлинения нитевидных квазиодномерных проводников и перспективы использования их в микроэлектромеханике. // Сб. трудов Молодёжной школы «Микросиситемная техника МСТ-2004». Санкт-Петербург — Таганрог. — 2004. - С. 37-42.

27. Pokrovskii V. Ya., Gorlova I. G., Zybtsev S. G., Zaitsev-Zotov S. V. Variable-range-hopping-like transverse conductivity of the quasi one-dimensional conductor TaS3.//J. Phys. IV France.-2005.-V. 131.-P. 185-187.

28. Pokrovskii V. Ya. Distributed latent heat of the phase transitions in low-dimensional conductors. // J. Phys. IV France. - 2005. - V. 131. - P. 315-318.

29. Синченко А. А., Покровский В. Я. Деформация волны зарядовой плотности вблизи микроконтакта с нормальным металлом. // ЖЭТФ. - 2005. -Т. 128.-С. 1288-1298.

30. Sinchenko A. A., Pokrovskii V. Ya. Effect of commensurability on the CDW deformation near a point contact. // J.Phys.IV. - 2005. - V.131 - P. 227-229.

31. Pokrovskii V. Ya., Meshkov G. В., Gorlova I. G., Zybtsev S. G., Odobesko А. В., Yaminsky I. V. Atomic-Force Microscope as an Instrument for Measurements of Thermal Expansion of Whisker-Like Samples. // In Proceedings of the Workshop „Recent developments in low dimensional charge density wave conductors", Skradin, Croatia June 29.-July 3. - 2006. - P. 28-29.

32. Pokrovskii V. Ya., Gorlova I. G., Zybtsev S. G., Zaitsev-Zotov S. V. Universal Variable-Range Hopping Along and Perpendicular to the Chains in the

Quasi One-Dimensional Conductor o-TaS3. // In Proceedings of the Workshop „Recent developments in low dimensional charge density wave conductors", Skradin, Croatia June 29.-July 3. - 2006. - P. 44-45.

33. Sinchenko A. A., Pokrovskii V. Ya. Effects of strong deformation of a CDW in the vicinity of a point contact with a normal metal. // In Proceedings of the Workshop „Recent developments in low dimensional charge density wave conductors", Skradin, Croatia June 29.-July 3. - 2006. - P. 16-17.

34. Покровский В. Я., Зыбцев С. Г., Кузнецов А. П. Деформация квазиодномерных проводников в электрическом поле и методики её исследования. // Труды Научн. сессии МИФИ. М. - 2007. - Т. 4. - С. 37-38.

35. Pokrovskii V. Ya., Zybtsev S. G., Gorlova I. G. Torsional Strain of TaS3 Whiskers on the Charge-Density Wave Depinning. // Phys. Rev. Lett. - 2007. - V. 98.-P. 206404.

36 Покровский В. Я. Об огромном воздействии электрического поля на кристаллическую решетку квазиодномерных проводников с волной зарядовой плотности.// Письма ЖЭТФ. - 2007. - Т. 86, № 4 - С. 290-293.

37 Pokrovskii V. Ya., Zybtsev S. G. Self-sensitive torsional microresonators based on a charge-density wave system. // arXiv:0708.2694vl [cond-mat.str-el]., 1-10 - Режим доступа: http://arxiv.org/abs/0708.2694.

38. Pokrovskii V. Ya., Zybtsev S. G., Gorlova I. G. Enormous torsional strain of one-dimensional conductors under electric field: an alternate for the piezoelectric actuators? // Сб. трудов Международной конференции "Functional Materials" ICFM - 2007. Украина, Крым, Партенит. - 2007. - С. 221-222.

39. Pokrovskii V. Ya., Zybtsev S. G, Loginov V. В., Timofeev V. N., Kolesov D. V., Yaminsky I. V., Gorlova I. G. Deformations of charge-density wave crystals under electric field. // Physica B. -2009. - Y. 404. - P. 437-443.

40. Zybtsev S. G., Pokrovskii V. Ya., Nasretdinova V. F., Zaitsev-Zotov S. V. Gigahertz-range synchronization at room temperature and other features of charge-density wave transport in the quasi-one-dimensional conductor NbS3. // Appl. Phys. Lett. - 2009. - V. 94. - P. 152112 (1-3).

7.2. Результаты исследования деформации кручения квазиодномерных проводников.

Было исследовано около 2-х десятков образцов. Вблизи температуры жидкого азота при приложении поля выше порогового наблюдалось кручение на угол -1°.

На Рис. 3.6 показаны одновременно измеренные токовые зависимости угла кручения 5(р и дифференциального сопротивления К^&УШ образца ТаБз. На зависимостях Яй(/) виден резкий спад сопротивления при превышении током порогового значения. Одновременно происходит и резкий поворот образца: зависимости 5ф(7) также носят пороговый характер. Широкая петля гистерезиса, характерное свойство квазиодномерных проводников с ВЗП, означает, в частности, что при нулевом токе образец может иметь несколько состояний в некотором диапазоне углов кручения. Из этого следует, что, деформация кручения, по крайней мере, основная её часть, связана с деформацией ВЗП, а не с её динамикой. (Здесь можно отметить, что квазиодномерные проводники можно использовать как оптические коммутаторы с энергонезависимой памятью.)

В полях, превышающих пороговое, заметна тенденция к насыщению зависимости 5ф(I). Заметим, что направление кручения определяется направлением тока. Это значит, кручение нельзя объяснить ни нагревом, ни внутренним напряжением в образце: согласно [59,79], модуль сдвига О (как и модуль Юнга) снижается при превышении порогового тока вне зависимости от его направления. В нашем случае примерно половина образцов закручивалась в одном направлении, а половина — в другом, при одном и том же направлении тока. Этого можно было ожидать: если (мысленно) перевернуть образец вверх ногами, поменяв местами подвижный и неподвижный контакты, пропускание тока в том же направлении должно приводить к кручению в другую сторону.

Рис. 7.2. Зависимости 8ф(/) и ЯаСО, измеренные одновременно, а) и Ь) — данные для двух образцов, шкала 5ф - общая, а) - с использованием цифрового фотоаппарата, Ь) - с использованием шлирен-метода (бритвенной диафрагмы). На вставке к а) показана зависимость 5ф(/) для образца (в произвольных единицах), полученного из того же кристалла ТаБз, но с перевёрнутой осью с. На рисунках Ь) исходные точки - переохлаждённое состояние - помечены тёмными кружками. [88].

Неэквивалентность двух направлений вдоль образца указывает на полярную ось внутри образца, направленную вдоль кристаллографического направления с. Структурные данные, однако, относят Та83 к точечной группе симметрии 222 [1(1)], при которой полярная ось должна отсутствовать.

Чтобы проверить связь направления кручения с направлением оси с, мы разрезали кристалл Та83 поперёк проводящих цепочек и перевернули одну из половинок кверх ногами, так что ось с оказалась направлена в противоположную сторону. Затем два фрагмента были расположены на одной и той же подложке рядом, как показано на Рис. 7.1а. Оказалось, что направления кручения двух половинок оказались противоположными при одной и той же полярности напряжения — см вставку к Рис. 7.2а в качестве примера. Этот результат был повторён для четырёх пар образцов, что подтверждает наличие полярной оси, предопределённой в нормальном состоянии. Кроме того, направление кручения не связано с особенностями приготовления образца и асимметрией контактов, а является внутренним свойством образца. Можно предположить, что в образце есть какой-то протяжённый дефект (вероятно, определяемый направлением роста кристалла). Возможно, он определяет понижение симметрии Та83 при переходе в пайерлсовское состояние. Для однозначного ответа желательно провести повторные структурные измерения, в том числе при низких Т.

Подчеркнём здесь, что объяснения, связанные с наличием винтовой симметрии, или хиральности, решётки (винтовая дислокация [80,81], или ось [82]) сами по себе не могут быть продуктивными, т.к. винтовая симметрия не подразумевает наличие полярной оси.

Наличие нескольких микрозеркал (Рис. 7.1а) позволило определить, как распределена деформация кручения вдоль образца. Оказалось, что все участки образца поворачиваются в одну и ту же сторону, причём величина угла кручения растёт приблизительно линейно при удалении от неподвижного контакта (Рис. 7.3). Нам также удалось измерить амплитуду кручения одного и того же образца, шаг за шагом укорачивая его. При этом подвешенный контакт и зеркало около него мы не трогали, а неподвижный прижимной контакт поэтапно приближали к подвижному. В этом случае амплитуда кручения также практически линейно зависит от длины образца, хотя её экстраполяция к 5ср=0 указывает на наличие приконтактной области, в которой образец не крутится, или крутится в противоположную сторону [83].

Амплитуда 5ф, приведённая к длине, уменьшается с увеличением ширины щ (Рис. 7.4). Темным кружком на Рис. 7.4 выделен наиболее тонкий образец. При приготовлении его мы не использовали подводящую проволоку вискер), чтобы избежать влияния её жёсткости. В этом случае два фрагмента одного образца с противоположно направленными осями с были соединены встык (Рис. 7.1 Ь). Результат, который видно из Рис. 7.4, можно было ожидать: при одном и том же вращательном моменте 8ф сс IV"4 (см., например, [84]). Можно предположить, что в нашем случае вращательной усилие формируется в слое вблизи поверхности, т.к. само по себе вращение есть сдвиговая деформация, достигающая максимальной величины на поверхности. В случае же тонкого образца (толщиной менее {Ь2п)±) усилие может формироваться и по всему объёму. В первом случае вращательный

2 1 момент пропорционален , во втором — 1/1/ . В итоге можно ожидать,

3 2 соответственно, 8ф ос и/" или и/" . Оба варианта не противоречат эксперименту (Рис. 7.3).

Рис. 7.3. Зависимости амплитуды 8ср(7) от расстояния до неподвижного контакта при двух Т, указанных на рисунке. Для измерения амплитуды на образец подавалось пилообразное напряжение частотой 0.1 Гц с амплитудой существенно выше Уг. [88].

Рис. 7.4 Амплитуда 8(р, нормированная на длину образца / в зависимости от его средней ширины 1/У где ¿> - площадь сечения, определённая по сопротивлению). Ь « 3 мм для всех образцов, кроме самого тонкого (отмечен жирной точкой); его длина 2x0.82 мм, схема монтажа показана на Рис. 3.5Ь. Кружки, помеченные звёздочками, соответствуют фрагментам, полученным расщеплением одного и того же исходного вискера ТаБз. Прямые линии соответствуют зависимостям 8ср ос и/"3 и \л/~2. [88].

Чтобы понять, какой вид деформации ВЗП может вызывать крутильную деформацию образцов, мы исследовали, как влияет на кручение термическое воздействие. Для этого, перед началом записи кривых, представленных на Рис. 7.2Ь, мы остановили развёртку тока в точке 1= О, нагрели образец примерно на 25 К, многократно увеличив интенсивность лазера, а затем вновь уменьшили её. При этом создаётся переохлаждённое метастабильного состояние, что очевидно из уменьшения на -10 % значения Я (оно обозначено жирной точкой). Мы видели в главе 5, что это метастабильное состояние проявляется в изменении длины образца (она увеличивается на ~10"5). В то же время, заметного влияния такая деформация ВЗП на угол кручения не оказала. Следовательно, кручение связано с неоднородной деформацией ВЗП. Однако, «поляризация ВЗП», рассмотренная в главе 6, также не может быть причиной кручения: деформация кручения примерно однородна по длине образца (Рис. 7.3), в то время как знаки деформации ВЗП при её «поляризации» противоположны около разных контактов. Удивительно также, что тепловое воздействие не «стирает» памяти предыдущего воздействия поля на ВЗП: можно было бы ожидать приближения величины 5ф к середине петли гистерезиса.

Как отмечалось выше, при обсуждении Рис 7.3 и 7.4, сама по себе деформация кручения свидетельствует о выделенной роли поверхности, где деформация достигает максимального значения. Поэтому, наиболее вероятной причиной кручения можно считать поверхностный пиннинг (см., например, [15,65,85]). Отметим, что величина сдвига на поверхности - её можно определить по формуле 8фх(и///) — может превышать 10~4. Если учесть, что эта деформация достигается в полях <1В/см, мы можем условно приписать этой деформации пьезомодуль (недиагональные компоненты тензора пьезомодуля) >10"6м/В, что на 4-6 порядков превышает значения, известные для пьезоэлектриков. Отметим, что эта величина соответствует оценкам (6.4), (6.5), хотя природа деформации, очевидно, иная.

Прежде, чем переходить к заключительной части обсуждения кручения, приведём зависимости 8ср от температуры и частоты приложенного поля.

На Рис.7.5 приведён набор петель 8ф(К) при разных Г. Видно, что ширина петли гистерезиса уменьшается с ростом Т, и кручение становится практически незаметным вблизи 190 К, т.е. на 30 К ниже ГР. Поскольку полного насыщения 8ф(Р) не наблюдается, однозначно зависимость амплитуды 8ф(7) построить сложно. Примерно её можно описать как ехр(-400 К/7) в диапазоне 60 К<Т<160 К.

Приведённые результаты получены на чистых образцах ТаБз, имеющих пороговое поле Ех менее 300 мВ/см. Эксперимент на образцах из «примесной» партии В/см, показал, что величина деформации выше

Ех в них примерно такая же. Отметим, что для проведения этого эксперимента пришлось поместить образец в другой оптический криостат, в котором образец находился в атмосфере гелия. Это было необходимо для уменьшения нагрева.

Обратим особое внимание на кручение образца в поле ниже порогового, направленное в сторону, противоположную основному эффекту. Оно наиболее заметно при приближению к Уь перед началом основного, порогового кручения (его видно и на Рис 7.2а).

V, Volts

Рис. 7.5. Набор петель гистерезиса 8ф(Р) при различных Г, указанных на графике. Длина образца - 3.1 мм, ширина - 11 мкм. [83].

Частотные зависимости амплитуды кручения свидетельствуют о наличии двух вкладов: медленного и быстрого. На Рис. 7.6 показан пример частотных зависимостей амплитуды кручения, 5ф(/). Измерения проводились при подаче переменного напряжения прямоугольной формы (меандров) методом синхронного детектирования сигнала с фотодиода. Кривая 1 измерена при подаче симметричного напряжения У>У1и при малых/ соответствует ширине петли гистерезиса 5ф(7) (Рис. 7.2,7.5). Но уже на частотах 10-100 Гц происходит спад на 2-3 порядка, и после этого амплитуда слабо зависит от частоты. Это значит, что наблюдаются два вклада в кручение - низкочастотный и высокочастотный. Петля гистерезиса определяется первым вкладом. Это ясно также из кривой 2 на Рис. 7.6, полученной при приложении переменного напряжения, не Меняющего знак, т.е. изменяющегося от 0 до +Утах. Видно, что первый, низкочастотный вклад в кручение, отсутствует, как и следовало ожидать, исходя из его гистерезисной зависимости (Рис. 7.2, 7.5). Пик в районе 7 кГц соответствует крутильному резонансу. Резонанс делает затруднительными корректные измерения частотных характеристик кручения (т.е. самого крутильного момента) на частотах >1 кГц.

Время релаксации низкочастотного вклада в кручение, т, можно также определить из осциллограмм переходных процессов, 5ф(/), пример которой показан на вставке к Рис. 7.7. Здесь ж показана осциллограмма напряжения, поданного на образец. Записывая такие кривые 8ф(г) при разных Т, мы получали зависимости т(7) (Рис. 7.7). Активационная энергия, характеризующая зависимость, 900 К, близка к полуширине пайерлсовской щели в Та8з, что с очевидностью свидетельствует о связи кручения с динамикой ВЗП (см. [86,87]). гз

ПЗ 0 0 $

102 ериепсу, Иг

Рис. 7.6. Частотная зависимость угла кручения. Г=80 К. Кривая 1 получена при подаче знакопеременного напряжения ±120 мВ, 2 — униполярного 0 - +120 мВ. У{=40 мВ. [83].

1Я, К"1

Рис. 7.7. Температурные зависимости т для двух образцов Та83, полученные из осциллограмм переходных процессов, 5ср(г). Пример 8ф(7) показан на вставке вместе с К(/). [83].

Обратимся к быстрому вкладу в кручение. На Рис. 7.8 показана амплитудная зависимость кручения при азотной температуре на резонансной частоте 6.6 кГц. Из Рис. 7.6 следует, что медленный вклад на этой частоте почти полностью подавлен. Как видно из Рис. 7.8, зависимость амплитуды крутильных колебаний от напряжения близка к линейной. Небольшое отклонение наблюдается в области порогового напряжения, около 30 мВ. Этот результат означает, что на высоких частотах кручение не носит порогового характера. С ним, очевидно, связан небольшой вклад в зависимости 5ср(Р), заметный на петлях гистерезиса ниже порогового напряжения (Рис 7.2а, 7.5). Из Рис. 7.5 видно также, что этот вклад становится более заметным при высоких Т. Наши измерения температурной зависимости амплитуды этого (ВЧ) вклада подтвердили, что он слабо зависит от Т, но резкий спад его в области ТР свидетельствует о том, что он также связан с пайерлсовским состоянием ТаБз [83].

Итак, кручение имеет два вклада: низкочастотный гистерезисный пороговый, и высокочастотный, более слабый, линейный в полях ниже порогового. Измерительная схема имеет частоту среза около 100 кГц. Наблюдение резонансных пиков кручения до 200 кГц указывает на то, что кручение может возбуждаться на существенно более высоких частотах.

Рис. 7.8. Зависимость угла кручения от амплитуды знакопеременного напряжения на резонансной частоте/о- Т=80 К. ^=40 мВ. [83].

Общая картина зависимости кручения от амплитуды и частоты видна из Рис. 7.9а. Здесь показан набор зависимостей амплитуды кручения от напряжения на разных частотах. Поскольку измерения проводились не на резонансных частотах, здесь отношение сигнал шум ниже, чем на Рис. 7.8. Тем не менее, хорошо видна общая тенденция: для низких частот линейный рост 8ср(У) переходит к резкому возрастанию в области Ух. С ростом частоты пороговый вклад становится не таким значительным, и его появление немного сдвигается в сторону более высоких V. Начиная с/=9 кГц и выше, на зависимостях остаётся только линейный вклад, который не зависит заметным образом от/ 1-й резонанс для данного образца,/), наблюдается в р-не 12 кГц, поэтому видимый спад амплитуд кручения для/>/ь очевидно, связан с частотной характеристикой крутильного осциллятора как механической системы.

Наконец, нужно отметить, что мы также провели предварительные измерения кручения для других соединений квазиодномерных проводников с ВЗП. Результаты, полученные для (Та8е4)21 и К0.3МоО3 свидетельствуют о качественном сходстве картины кручения в этих соединениях. Наблюдаются два вклада: быстрый и медленный. На Рис. 7.9Ь показан набор кривых, аналогичный Рис. 7.9а, полученный для К0.3МоО3. Зависимости выглядят качественно аналогично. Видимый спад быстрого вклада с ростом частоты, хотя и не такой существенный, как у медленного (порогового) вклада, вероятно, отражает механические частотные свойства кристалла.

Кручение голубой бронзы - важный результат для понимания природы эффекта. Выше мы отмечали (раздел 3.2), что природа связи в этом соединении ионная, и межзонные переходы электронов при деформации кристалла вряд ли возможны. Мы вернёмся к этому при обсуждении кручения. А пока приведём результаты исследований с помощью просвечивающего электронного микроскопа (ПЭМ), позволившие нам наблюдать ещё один вид неоднородной деформации квазиодномерных проводников, - изгиб. а)

Ю"2 10й

АС УоИаде, тУ

1Л V

Рис. 7.9. Амплитуда кручения в зависимости от амплитуды прямоугольного знакопеременного напряжения при различных/, указанных на рисунке. Г=80 К. а) Та83 Ь) К0.3МоО3. Длина кристалла - 3.5 мм, ширина -150-200 мкм. [83].

7.3. Экспериментальные методики исследования деформации с помощью просвечивающего электронного микроскопа (ПЭМ)

Как отмечалось выше, электрическое поле может создавать различные виды неоднородной деформации. В частности, одной из задач является поиск продольной деформации образцов, рассчитанной в главе 6.

Один из возможных методов исследования деформации -использование ПЭМ с охлаждаемой ячейкой для образца. Очевидно, что высокое пространственное разрешение ПЭМ можно использовать для наблюдения малых перемещений и деформации наблюдаемых объектов.

Измерения проводились в ПЭМ марки JEM-1000 [83]. Образец TaS3 в ячейке (миникриостате), охлаждаемой жидким азотом, удалось охладить до 155 К. Отметим, что при этой температуре ожидаемые деформационные эффекты существенно меньше, чем при азотной. Это видно как из расчёта (глава 6), в котором максимальная деформация определяется Fps(7) - см. Рис. 2.2, так и из эксперимента - Рис. 7.5. Образцы TaS3 длиной около 1 мм были расположены на кремниевой подложке с протравленным в ней отверстием, сквозь которое проходил электронный пучок. Известно, что ВЗП быстро разрушается под действием высокоэнергетических электронов, поэтому необходимо было защитить образец. С этой целью над образцом был закреплён более широкий вискер Ba2Sr2CuCa2Ox, играющий роль экрана (Рис. 7.10). Два индиевых прижимных контакта фиксировали концы образца, оставляя его середину свободной, приподнятой над подложкой. Такое расположение образца позволяет исследовать такие виды деформации, как продольная неоднородная, изгибная, неоднородное кручение.

Высокоэнерг. электроны

Рис. 7.10. Расположение вискера Та83 для исследования деформации с помощью ПЭМ. [83].

Естественно, из-за экрана образец оказывается невидимым в ПЭМ. Чтобы наблюдать деформацию, к образцу были приклеены поперечные перекладины - тоже вискеры Ва28г2СиСа2Ох, концы которых выступали из-под экрана. На этих вискерах выбирались реперные точки — наиболее контрастные дефекты, по перемещению которых можно было судить о деформации образца.

К образцу прикладывалось переменное напряжение. Измерения проводились как в квазистатическом (на частоте 3 Гц), так и в резонансных режимах. В последнем случае использовались изгибные резонансные моды как образца, так и перекладин: вискеры Ва28г2СиСа2Ох специально были приклеены так, что их широкие грани - плоскости аЪ — были перпендикулярны образцу. Изображение выводилось на фотоплёнку; при этом направление и амплитуда колебаний вискеров определялась по размытию изображений реперных точек.

7.4. Наблюдение деформации изгиба.

При 7М55 К наблюдалось как продольное, Ах, (вдоль оси с образца Та83), так и поперечное, Ау, смещение перекладин. На Рис. 7.11 показаны фотографии фрагментов перекладин. По размытию краёв на фотографиях Рис. 7.11а,Ь можно сделать вывод о поперечном смещении, соответственно, в квазистатическом и резонансном режимах. Такое смещение соответствует изгибной моде деформации Та8з. Смещение Ах удалось наблюдать только в резонансных модах Рис. 7.11с. Изучив распределение амплитуды Ах вдоль перекладин, мы убедились, что это - изгибный резонанс самой перекладины.

Рис. 7.11. Микрофотографии движущихся фрагментов поперечных вискеров (перекладин), полученные в ТЭМ. (а) Ду = 20 нм, УАС = 70 мВ,/= 3 Гц; (Ь) Ау = 0.8 мкм, Рас = Ю мВ,/= 12 кГц; (с) Ах = 1 мкм, УАС = 10 мВ,/ = 45 кГц. [83].

В принципе, смещение Ах может быть связано как с изгибными, так и с продольными колебаниями образца. При продольных колебаниях противоположные концы перекладины должны двигаться в одну и ту же сторону, а при изгибных — в противоположных направлениях. Наша методика, однако, не позволяет определить фазу колебаний. Поэтому, мы провели дополнительный эксперимент. Один из концов поперечного вискера был закреплён на подложке. Тем самым мы подавили изгибную моду образца. В этих условиях никакого смещения перекладин наблюдать не удалось. Это привело нас к заключению, что все наблюдаемые смещения связаны с изгибными колебаниями образца.

Итак, методика с использованием ТЭМ позволила наблюдать изгиб образца TaS3 в электрическом поле выше порогового. Эту моду деформации молено связать с неоднородной в сечении продольной деформацией образца, связанной, возможно, с растеканием тока ВЗП. Оценка даёт величину деформации (разность деформации на краях образца) ~10"7. Изгиб можно связать также со сдвигом вблизи контактов.

Про продольное смещение середины образца, рассчитанное в главе б, можно сказать, что оно (с учётом резонансного усиления) не превышает 1 нм, т.е. AL/K10"6. Согласно (6.5), можно ожидать смещение ~10 нм. Однако, надо иметь в виду, что вблизи 155 К Vps может быть существенно меньше, чем в области азотных температур (см раздел 2.4, Рис. 2.2), для которых проводилась оценка деформации (глава 6). Таким образом, поиск неоднородной продольной деформации - смещения середины образца -остаётся одной из актуальных экспериментальных задач.

7.5. Анализ результатов и выводы о связи наблюдаемых эффектов с деформацией ВЗП.

В главе 6 был проведён расчёт продольной деформации кристаллов квазиодномерных проводников в электрическом поле. Мы не видим оснований считать, что подобная деформация не наблюдается, и планируем продолжить отработку методик, в первую очередь криогенных АСМ, которые позволили бы обнаружить такую деформацию.

В широком смысле, правильной постановкой задачи было бы выяснение связи между тензором деформации ВЗП и тензором деформации образца. Ясно, что связь может быть очень сложной, и результирующую деформацию образца трудно предсказать. К этому надо добавить ещё пространственно-неоднородный характер деформации ВЗП.

Центральным результатом данной главы является деформация кручения в электрическом поле. Интересно, что её величина согласуется с оценкой, которую дала наша модель (6.4),(6.5). Связь кручения с деформацией ВЗП очевидна из гистерезисной пороговой зависимости угла кручения от напряжения, 5ф(Г) (Рис. 7.2), а также из температурной зависимости времени его релаксации (Рис. 7.4). Однако чтобы объяснить кручение, нам необходимо объяснить пространственное распределение сдвиговой деформации в кристалле квазиодномерных проводников.

Пространственное распределение деформации при кручении явно указывает на связь её с поверхностными свойствами ВЗП. Скорее всего - это поверхностный пиннинг ВЗП. Такой пиннинг должен приводить к сдвиговой деформации ВЗП в приповерхностном слое, причём плоскости сдвига должны быть параллельны металлическим цепочкам, как это и происходит при кручении. Сдвиг кристалла вполне можно объяснить примерно так же, как и одноосную деформацию (Глава 6), связав его с одноосной деформацией ВЗП. При этом, однако, останется более сложная задача: объяснить расположение плоскостей сдвига, приводящее именно к кручению. Рассмотрим эти вопросы подробнее [83].

Для начала, оценим сдвиг кристалла, вызванный сдвиговой деформацией ВЗП. Допустим, на цепочках одного типа ВЗП срывается с примесей в поле ~ЕХ раньше, чем на других. В Та83, например, имеется два типа цепочек, лишь один из которых вносит вклад в ток ВЗП [1]. Это значит, между цепочками возникает сдвиг }"сош~(2еД) Ее 1{ЬССо\\'), где Ь -расстояние между цепочками в направлении, перпендикулярном плоскости сдвига, а -модуль сдвига ВЗП. На Рис. 7.12 сдвиг происходит в плоскости X— ао, где X - период ВЗП. Допустим, этот сдвиг передаётся основной решётке. Сдвиг решётки можно оценить как у= YcDwG!CDw/G!=2e/A, Ех/(ЬО), где О — модуль сдвига кристалла. Подставляя <7=5 ГПа для Та83 [39], X = 1.3x10"9 м, Ех =100 В/м, 6=3x10"10 м, получаем весьма маленькое значение у=1.6хЮ"8, значительно меньшее, чем мы наблюдаем. Такой сдвиг можно ожидать в кристалле, состоящем всего из четырёх цепочек ВЗП: в нём будет возникать кручение, если на двух цепочках, образующих противоположные рёбра «кристалла», ВЗП начнёт двигаться, а на двух других - цет. Для перехода к большому кристаллу необходимо объяснить корреляцию между отдельными четырёхцепочечными элементами. л ^ а0 ^ V

Рис. 7.12. Иллюстрация к модели. Сдвиг ВЗП происходит в плоскости А,- ао- Сила, действующая на единицу длины цепочки - 2еЕ!Х. [83].

Как и в модели «поляризации» ВЗП (глава 6), значительно большая величина сдвига может получиться за счёт сложения усилия на макроскопических корреляционных длинах. В случае поверхностного пиннинга такая ситуация может возникнуть, если сдвиговое напряжение, возникающее в одном или нескольких приповерхностных слоях, противодействует суммарной кулоновской силе, действующей на цепочки на расстоянии порядка длины фазовой когерентности, (£2л)ь от поверхности. В этом случае величина сдвига может оказаться в ^/Ь ~1 мкм/3 А~103"4 раз, т.е.достичь экспериментальных значений.

Кручение подразумевает, что на противолежащих гранях кристалла возникают сдвиговые деформации в одной плоскости, но противоположных знаков. Итак, наиболее вероятная картина следующая: в поверхностном слое квазиодномерного проводника возникает пиннинг ВЗП, причём действует он неравномерно. На каких-то двух противолежащих рёбрах кристалла пиннинг сильнее, чем на двух других. Сила пиннинга противодействует движению ВЗП в (/,2;1)±-окрест1Юсти поверхности, что приводит к значительной сдвиговой деформации ВЗП. Такая деформация наблюдалась в [74]. Далее, сдвиг ВЗП передаётся кристаллу, что и приводит к кручению.

Отличие медленного и быстрого вкладов в кручение, очевидно, можно связать с разными видами сдвиговой деформации ВЗП: в первом случае - это гистерезисная деформация с образованием метастабильных состояний, во втором - небольшой сдвиг вблизи равновесия [83].

Деформация изгиба исследована менее подробно. Тем не менее ясно, что поскольку она наблюдается только в пайерлсовском состоянии, она связана с деформацией ВЗП.

Итак, обобщающим выводом данной главы может быть заключение о многообразии возможных видов деформации квазиодномерных образцов в электрическом поле. Эти виды деформации ждут дальнейших исследований, как для Та83, так и для других, гораздо менее изученных соединений.

Глава 8. ЗАКЛЮЧЕНИЕ.

Данная работа показала, что соединения квазиодномерных проводников с ВЗП обладают рядом свойств, не имеющих аналогов среди материалов других классов.

Так, описание квазиодномерных проводников вблизи ГР потребовало создание особой модели, учитывающей активационное спонтанное проскальзывание фазы (ПФ). Эта модель позволяет рассматривать пайерлсовский переход как процесс разрушения ЗБ порядка ВЗП, а именно, как процесс зарождения нормальной фазы в результате спонтанного процесса ПФ. ПФ приводит к рождению областей локального подавления щели. Термоактивационный характер ПФ объясняет поведение ряда основных характеристик квазиодномерных проводников вблизи Тр. Вместе с тем, ставится вопрос о природе перехода и о корректном определении самой ГР: экспоненциальный характер зависимостей не подразумевает наличия особой точки. В то же время, наши результаты указывают, что эту модель неправомерно экстраполировать существенно выше ТР: в этой области предположение о степенной зависимости, скажем, длины корреляции ВЗП лучше соответствует эксперименту.

Нерешённым остаётся вопрос о микроскопическом описании ПФ. Так, модель дислокационных петель не может объяснить спонтанное ПФ без учёта примесей и конечных размеров образцов, хотя энергия активации ПФ, Ж & 6000 К, является его универсальной характеристикой для образцов достаточно больших размеров из чистых партий. Такое значение Ж хорошо согласуется с величиной ГР в предположении, что каждый акт ПФ начинается с флуктуационного подавления пайерлсовской щели и приводит к возмущению состояния ВЗП в окрестности, определяемой длинами фазовой когерентности.

Деформация образцов, связанная с деформацией ВЗП, явилась уникальным свойством, присущим этому классу материалов. В данной работе установлена связь между деформацией ВЗП и продольной одноосной деформацией квазиодномерных проводников. Показано, что в электрическом поле должна наблюдаться аналогичная деформация образцов, но имеющая неоднородное распределение по длине. Её величина должна на несколько порядков превосходить деформацию в известных пьезоэлектрических материалах в таких же полях.

Экспериментальное же исследование обнаружило другие эффекты, а именно деформацию кручения и изгиба квазиодномерных проводников. Деформация кручения также оказалась огромной в масштабах пьезоэффекта, как и следует из проведённого расчёта, но лишь качественно описывается предложенными моделями. Пространственное распределение деформации кручения указывает на его связь с поверхностным пиннингом ВЗП, но для количественного описания необходимы дополнительные предположения, объясняющие понижение симметрии (появление полярной оси) в состоянии ВЗП. Здесь необходимы дальнейшие исследования. Предварительные данные указывают на многообразие видов деформации квазиодномерных проводников в электрическом поле, и для полного понимания "Воздействия деформации ВЗП на основную решётку хорошо было бы изучить разные виды деформации кристалла (в частности, дифракционными методами) в сочетании с дифракционными исследованиями ВЗП.

Необходимо отметить и потенциальное прикладное значение эффекта кручения квазиодномерных проводников в электрическом поле, в частности, при комнатной температуре [83]. Вискеры квазиодномерных проводников являются готовыми крутильными актюаторами, элементами микро- и наноэлектромеханических систем. По нашим оценкам, они существенно превосходят существующие приводы аналогичных размеров по отношению угол поворота/напряжение; получен патент на изобретение [89].

Я благодарен своим коллегам, прежде всего Ф.Я. Надю, М.Е. Иткису и C.B. Зайцеву-Зотову, передавшим мне глубокий интерес к науке, и, в частности, к квазиодномерным проводникам с ВЗП, С.Н. Артеменко, А.Ф. Волкову, В.А. Волкову, В.Е. Минаковой, Ю.И. Латышеву, С.А. Бразовскому, В.Б. Преображенскому, A.C. Рожавскому, A.A. Синченко, П.М. Шадрину, В.В. Павловскому, И.В. Яминскому, Г.Б. Мешкову, А.Б. Одобеско, В.И. Анисимкину, Г.Д. Мандсфельду, И.Н. Котельникову, Б.А. и В.Б. Логиновым за плодотворное обсуждение научных вопросов и помощь в работе. Изложенные в диссертации исследования были бы невозможны без высококачественных образцов, изготовленных в ИРЭ РАН Ю.И. Латышевым, Я.С. Савицкой и В.В. Фроловым, C.B. Зайцевым-Зотовым и В.Ф. Насретдиновой, а также A.M. Никитиной и коллегами.

Особую благодарность хочу выразить соавторам, С.Г. Зыбцеву, И.Г. Горловой, А.П. Кузнецову, В.Н. Тимофееву и опять же, C.B. Зайцеву-Зотову, М.Е. Иткису, Ф.Я. Надю, A.B. Головне, А.Б. Одобеско, М.В. Никитину без активного соучастия которых данная работа была бы немыслима.

Глубоко благодарен оппонентам H.H. Кировой, В.Г. Шаврову и А.Н. Васильеву.

Хочу выразить благодарность также моим иностранным коллегам -Роберту Торну, Пьеру Монсо, Херре ван-дер-Занту, Катице Белякович, Дамиру Старешиничу, Джозефу Бриллу, Колину Гиллу, Георгу Хайнцу, Майку Вимеру и другим. Особо хотел бы отметить постоянный интерес к работе и поддержку Пьера Монсо, а также помощь и поддержку Дж. Брила, многие работы которого нам особенно близки по тематике. Особенно благодарен Р. Торну и Ф. Леви за предоставленные высококачественные образцы.

Отдельно хочу выразить благодарность отцу, Я.Е. Покровскому, за постоянную поддержку в работе.

Выражаю также благодарность всем сотрудникам лабораторий 183, 184, 185, 181, 192, 171, 172 и других за помощь и дружескую поддержку. Благодарю также дирекцию и сотрудников всех служб ИРЭ им. В.А. Котельникова РАН, обеспечивших возможность спокойной экспериментальной работы на протяжении многих лет.

1. P. Пайерлс, Квантовая теория твердых тел, М., ИЛ. 1956.

2. К.Б. Ефетов и А.И. Ларкин, ЖЭТФ 72, 2359 (1977); Н. Fukuyama and P.A. Lee, Phys. Rev. В 17, 535 (1978); Н. Fukuyama and P.A. Lee, Phys. Rev. В 17, 535 (1978).

3. Z.Z. Wang, H. Salva, P. Monceau, M. Renard, C. Roucau, R. Ayroles, F. Levy, L. Guemas and A. Meershaut, J. Phys. Letters (France), 44, L311 (1983).

4. A.W. Higgs and J.C. Gill, Solid State Commun. 47, 737 (1983).

5. C.B. Зайцев-Зотов, «Размерные эффекты и релаксационные явления в квазиодномерных проводниках с волной зарядовой плотности», докторская диссертация, Москва, 1999. С.В. Зайцев-Зотов, УФН 174, 585 (2004).

6. М.Е. Иткис и Ф.Я. Надь, Письма ЖЭТФ 39, 373 (1984).

7. В. P. Gorshunov, A. A. Volkov, G. V. Kozlov, L. Degiorgi, A. Blank,

8. T. Csiba, M. Dressel, Y. Kim, A. Schwartz, and G. Grüner, Phys. Rev. Lett. 73, 308 (1994).

9. P. A. Lee, Т. M. Rice, and P. W. Anderson, Phys. Rev. Lett. 31, 462 (1973).

10. Horn and Guiddoti, Phys. Rev. В 16, 491 (1977).

11. Kazumi Maki, Phys. Rev. В 41 2657 (1990).

12. Kazumi Maki, Phys. Rev. В 41, 9308 9314 (1990).

13. Kazumi Maki, Phys. Rev. В 43, 1294 1296 (1991).

14. J. C. Gill, Synth. Met. 43, 3917 (1991).

15. McCarten, D. A. DiCarlo, M. Maher, T. L. Adelman, and R. E. Thorne, Phys. Rev. В 46, 4456 (1992).

16. V. Ya. Pokrovskii and S. V. Zaitsev-Zotov, Phys. Rev. В 61,13261 (2000).

17. G. Mozurkewich and R.L. Jacobsen, Synth. Met 60, 137 (1993).

18. Z. Y. Chen, P. C. Albright, and J. V. Sengers, Phys. Rev. A 41, 3161 (1990).

19. J. W. Brill, M. Chung, Y. -K. Kuo, X. Zhan, and E. Figueroa, Phys. Rev. Lett. 74, 1182- 1185 (1995).

20. D. Staresinic, A. Kis, K. Biljakovic, B. Emerling, J.W. Brill, J. Souletie, H. Berger, and F. Levy, Eur. Phys. J. В 29, 71-77 (2002).

21. S. N. Artemenko, J. Phys. IV 12, Pr9-77 (2002).

22. Зайцев-Зотов C.B., Письма ЖЭТФ, 46, 453 (1987).

23. J. С. Gill, J. Phys. С 19, 6589 (1986).

24. Д.В. Бородин, C.B. Зайцев-Зотов, Ф.Я. Надь, ЖЭТФ 90, 318 (1986)

25. S. V. Zaitsev-Zotov, Synth. Met. 41-43, 3923 (1991).

26. Ш.М. Коган, УФН 145, 285 (1985).

27. F.N. Hooge, Phys. Lett. А 20, 139 (1969).

28. C.B. Зайцев-Зотов и В.Я. Покровский, Письма ЖЭТФ 49, 449 (1989).

29. V. Ya. Pokrovskii and S. V. Zaitsev-Zotov, Europhys. Lett., 13, 361 (1990).

30. V. Ya. Pokrovskii and S. V. Zaitsev-Zotov, Synthetic Metals 41-43, 3899 (1991).

31. N. P. Ong, G. Verma, and K. Maki, Phys. Rev. Lett. 52, (1984).

32. D. Feinberg and J. Friedel, J.Phys 49, 485 (1988).

33. V. Ya. Pokrovskii and S. V. Zaitsev-Zotov, Synthetic Metals F439, 39 (1989). V. Ya. Pokrovskii and S. V. Zaitsev-Zotov, Synthetic Metals 32, 321 (1989).

34. A.V. Golovnya, V. Ya. Pokrovskii, and P.M. Shadrin, Phys. Rev. Lett. 88, 246401,(2002).

35. A.V. Golovnya, V. Ya. Pokrovskii, Rev. Sei. Instrum. 74, 4418 (2003).

36. M. R. Hauser, B. B. Plapp, and G. Mozurkewich, Phys. Rev. B 43, 8105 (1991).

37. V.Ya. Pokrovskii, A.V. Golovnya, S.V. Zaitsev-Zotov, Phys. Rev. B 70, 113106 (2004).

38. J. W. Brill, in Handbook of Elastic Properties of Solids, Liquids, and Gases, edited by M. Levy, H. E. Bass, and R. R. Stern (Academic Press, New York, 2001), Vol. II, pp. 143-162.

39. L. C. Bourne and A. Zettl, Solid State Commun. 60, 789 (1986).

40. V. Ya. Pokrovskii, J. Phys. IV France 131, 315 (2005).

41. D. Staresinic, A. Kis, K. Bilacovic, B. Emerling, J. W. Brill, J. Souletie, H. Berger, and F. Levy, Eur. Phys. J. B 29, 71 (2002).

42. P. B. Littlewood, Solid State Commun. 65, 1347 (1988); Synth. Met. 29, F5311989).

43. G. Mihaly, P. Beauchene, J. Marcus, J. Dumas, and C. Schlenker, Phys. Rev. B 37, 1047(1988).

44. Daniel S. Fisher, Phys. Rev. Lett 50, 1486 (1983); R.E. Thome, J. Phys. IV France 131, 89 (2005).

45. V. Ya. Pokrovskii, S. V. Zaitsev-Zotov, and P. Monceau, Phys. Rev. B 55, R13377 (1997).

46. J.P. Pouget, S. Girault, A.H. Moudden, B. Henion, and M. Sato, Phys. Scr. T25, 58 (1989).

47. A.H. Moudden, J.D. Axe, P. Monceau, and F. Levy, Phys. Rev. Lett. 65, 2231990).

48. D. DiCarlo, R.E. Thorne, E. Sweetland, M. Sutton, and J. D. Brock, Phys. Rev. B 50, 8288 (1994).

49. S. Rouziere, S. Ravy. J.P. Pouget, and R.E. Thorne, Solid State Commun. 97, 1073 (1996).

50. S. Ramakrishna, M. P. Mäher, V. Ambegaokar, and U. Eckern, PhysTRev. Lett. 68, 2066 (1992).

51. S. G. Lemay, M. C. de Lind van Wijngaarden, T. L. Adelman, and R. E. Thorne, Phys. Rev. В 57 12781 (1998).

52. S. Girault, A.H. Moudden, J.P. Pouget and J.M. Godard, Phys. Rev. В 38, 7980 (1988).

53. C.H. Артеменко, В.Я. Покровский, C.B. Зайцев-Зотов, ЖЭТФ 110, 1069 (1996).

54. М.Е. Иткис, Ф.Я. Надь, В .Я. Покровский, ЖЭТФ 90, 307 (1986).

55. S. Е. Brown, L. Mihaly and G. Grüner, Solid State Commun. 58, 23 f (1986).

56. A.V. Golovnya, V.Ya. Pokrovskii, P.M. Shadrin, Phys. Rev. Lett. 88, 246401 (2002).

57. G. Mozurkewich, Phys. Rev. В 42, 11183 (1990).

58. J.W. Brill and W. Roark, Phys. Rev. Lett 53, 846 (1988); Phys. Rev. В 36, 2969 (1987).

59. R.L. Jacobsen and G. Mozurkewich, Phys. Rev. В 42, 2778 (1990).

60. Z.G. Xu and J.W. Brill, Phys. Rev. В 45, 3953 (1992).

61. A.J. Rivero, H.R. Salva, A.A. Ghilarducci, P. Monceau and F. Levy, Solid State Commun. 106, 13 (1998).

62. S. Hoen, B. Burk, A. Zettl, and M. Inui, Phys. Rev. В 46, 1874 (1991).

63. V.Ya. Pokrovskii and S.V. Zaitsev-Zotov, Phys. Rev. В 50, 15442 (1994).

64. Д.В. Бородин, C.B. Зайцев-Зотов, Ф.Я. Надь, ЖЭТФ 93, 1394 (1987).

65. Ю.И. Латышев, Я.С. Савицкая и В.В. Фролов, Письма ЖЭТФ 38, 541 (1983).

66. M.J. Skove, A.M. Tritt, A.C. Ehrlich, and H.S. Davis, Rev. Sei. Instrum. 62, 1010(1991).

67. D. Maclean and M.H. Jericho, Phys. Rev. В 47, 16170 (1993).

68. Т. Asahi, H. Suzuki, M. Nakamura, H. Takano, and J. Kobayashi, Phys. Rev. В 55, 9125 (1997).

69. В.Б. Преображенский, А.Н. Талдёнков, И.Ю. Кальнова, Письма ЖЭТФ 40, 182 (1984); V. В. Preobrazhensky, А. N. Taldenkov, and S. Yu. Shabanov, Solid State Commun. 54, 1399 (1985).

70. A. Meerschaut, J. Physique 44, C3-1615 (1983).

71. В.Я. Покровский, Письма ЖЭТФ 86, 290 (2007).

72. C.H. Артеменко, А.Ф. Волков, ЖЭТФ 81, 1871 (1981).

73. A. F. Isakovic, P. G. Evans, J. Kmetko, К. Cicak, Z. Cai, В. Lai, and R. E. Thome, Phys. Rev. Lett. 96, 046401 (2006).

74. V.Ya. Pokrovskii, G.B. Meshkov, I.G. Gorlova, S.G. Zybtsev, A.B. Odobesko, and I.V. Yaminsky, Workshop „Recent developments in low dimensional charge density wave conductors", Skradin, Croatia June 29.-July 3.2006, p. 28.

75. Физическая Энциклопедия п/p A.M. Прохорова (Москва, Большая Российская энциклопедия, 1994), т.4 , стр.189.

76. Например: http://rc.nsu.ru/text/metodics/ivanovl.html

77. А.К. Таганцев, УФН 152, 423 (1987).

78. X. Zhan and J. W. Brill, Phys. Rev. В 52, R8601 (1995).

79. D.Le. Bolloc'h {\it et al.}, Phys. Rev. Lett. 95, 116401 (2005).

80. J.C. Gill, Synth. Metals 41-43 3917, (1991).

81. Haiyi Liang and Moneesh Upmanyu, Phys. Rev. Lett., 96, 165501 (2006).

82. V.Ya.Pokrovskii, S.G.Zybtsev, V.B. Loginov, V.N. Timofeev, D.V. Kolesov, I.V. Yaminsky and I.G.Gorlova, Physica В 404, 437 (2009).

83. J. M. Gere and S. P. Timoshenko, Mechanics of Materials (Chapman & Hall, London, 2000), p. 808.

84. J. C. Gill, Europhys. Lett. 11, 175 (1990).

85. D. Staresinic, K. Biljakovic, W. Brutting, K. Hosseini and P. Monceau, Phys. Rev. В 65, 165109 (2002).

86. L. Ladino, J. W. Brill, M. Freamat, M. Uddin, and D. Dominko, Phys. Rev. В 74, 115104 (2006).

87. V.Ya.Pokrovskii, S.G.Zybtsev, and I.G.Gorlova, Phys. Rev. Lett. 98, 206404 (2007).89. "Актюатор", И.Г. Горлова, С.Г. Зыбцев, В.Я. Покровский. Патент России № 2375688. Заявка № 2007141861 с приоритетом от 14.11.2007. Зарег. 10.12.2009.