Влияние кластеров с металлической проводимостью на электрические и оптические свойства аморфных пленок a-C‹N›

Изучены электрические и оптические свойства пленок аморфного углерода a-C‹N›, полученных методом магнетронного распыления графита в атмосфере азота. Во всем исследуемом интервале температур Т = 77−300 K электропроводность пленок имеет зависимость σ(Т) вида lgσ ~ T⁻¹/², что характерно для сред с гран...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Дата:	2005
Автори:	Варюхин, В.Н., Дьяченко, Т.А., Окунев, В.Д., Пафомов, Н.Н., Плехов, А.Л., Шемченко, Е.И.
Формат:	Стаття
Мова:	Russian
Опубліковано:	Донецький фізико-технічний інститут ім. О.О. Галкіна НАН України 2005
Назва видання:	Физика и техника высоких давлений
Онлайн доступ:	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/70157
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	Влияние кластеров с металлической проводимостью на электрические и оптические свойства аморфных пленок a-C‹N›/ В.Н. Варюхин, Т.А. Дьяченко, В.Д. Окунев, Н.Н. Пафомов, А.Л. Плехов, Е.И. Шемченко // Физика и техника высоких давлений. — 2005. — Т. 15, № 3. — С. 100-116. — Бібліогр.: 33 назв. — рос.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-70157
record_format	dspace
spelling	nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-701572025-02-09T14:25:25Z Влияние кластеров с металлической проводимостью на электрические и оптические свойства аморфных пленок a-C‹N› Вплив кластерів з металічною провідністю на електричні і оптичні властивості аморфних плівок a-C‹N› Influence of clusters with metallic conductivity on electrical and optical properties of amorphous a-C‹N› thin films Варюхин, В.Н. Дьяченко, Т.А. Окунев, В.Д. Пафомов, Н.Н. Плехов, А.Л. Шемченко, Е.И. Изучены электрические и оптические свойства пленок аморфного углерода a-C‹N›, полученных методом магнетронного распыления графита в атмосфере азота. Во всем исследуемом интервале температур Т = 77−300 K электропроводность пленок имеет зависимость σ(Т) вида lgσ ~ T⁻¹/², что характерно для сред с гранулированной структурой. Показано, что металлическая проводимость может возникать в подобных системах без введения примесей металла. На основе данных по измерению термоэдс, проводимости и оптического поглощения сделан вывод о том, что гранулированная структура пленок обусловлена наличием в углеродной графитоподобной матрице кластеров с металлической проводимостью нанометрового размера, образующихся на основе γ-углерода, концентрация которых экспоненциально увеличивается с ростом температуры осаждения пленок. The electrical and optical properties of the amorphous a-C‹N› carbon films prepared by magnetron sputtering of graphite in nitrogen atmosphere have been investigated. The conductivity of these films is typical of granular structure media and has a functional dependence lgσ−T⁻¹/² in the temperature range T = 77−300 K. It has been shown that metallic conductivity may appear in these systems without doping of metallic impurities. On the basis of thermal electromotive force, conductivity and optical absorption measurements it has been concluded that film granular structure is caused by the existence of nanometer size clusters with metallic conductivity in carbon graphite-type matrix developed on γ-carbon base. The concentration of clusters exponentially is growing with temperature of film deposition. Авторы признательны З.А. Самойленко и Е.И. Пушенко за рентгеноструктурные исследования пленок. 2005 Article Влияние кластеров с металлической проводимостью на электрические и оптические свойства аморфных пленок a-C‹N›/ В.Н. Варюхин, Т.А. Дьяченко, В.Д. Окунев, Н.Н. Пафомов, А.Л. Плехов, Е.И. Шемченко // Физика и техника высоких давлений. — 2005. — Т. 15, № 3. — С. 100-116. — Бібліогр.: 33 назв. — рос. 0868-5924 PACS: 73.61.−r, 78.30.Ly, 78.66.−w https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/70157 ru Физика и техника высоких давлений application/pdf Донецький фізико-технічний інститут ім. О.О. Галкіна НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
description	Изучены электрические и оптические свойства пленок аморфного углерода a-C‹N›, полученных методом магнетронного распыления графита в атмосфере азота. Во всем исследуемом интервале температур Т = 77−300 K электропроводность пленок имеет зависимость σ(Т) вида lgσ ~ T⁻¹/², что характерно для сред с гранулированной структурой. Показано, что металлическая проводимость может возникать в подобных системах без введения примесей металла. На основе данных по измерению термоэдс, проводимости и оптического поглощения сделан вывод о том, что гранулированная структура пленок обусловлена наличием в углеродной графитоподобной матрице кластеров с металлической проводимостью нанометрового размера, образующихся на основе γ-углерода, концентрация которых экспоненциально увеличивается с ростом температуры осаждения пленок.
format	Article
author	Варюхин, В.Н. Дьяченко, Т.А. Окунев, В.Д. Пафомов, Н.Н. Плехов, А.Л. Шемченко, Е.И.
spellingShingle	Варюхин, В.Н. Дьяченко, Т.А. Окунев, В.Д. Пафомов, Н.Н. Плехов, А.Л. Шемченко, Е.И. Влияние кластеров с металлической проводимостью на электрические и оптические свойства аморфных пленок a-C‹N› Физика и техника высоких давлений
author_facet	Варюхин, В.Н. Дьяченко, Т.А. Окунев, В.Д. Пафомов, Н.Н. Плехов, А.Л. Шемченко, Е.И.
author_sort	Варюхин, В.Н.
title	Влияние кластеров с металлической проводимостью на электрические и оптические свойства аморфных пленок a-C‹N›
title_short	Влияние кластеров с металлической проводимостью на электрические и оптические свойства аморфных пленок a-C‹N›
title_full	Влияние кластеров с металлической проводимостью на электрические и оптические свойства аморфных пленок a-C‹N›
title_fullStr	Влияние кластеров с металлической проводимостью на электрические и оптические свойства аморфных пленок a-C‹N›
title_full_unstemmed	Влияние кластеров с металлической проводимостью на электрические и оптические свойства аморфных пленок a-C‹N›
title_sort	влияние кластеров с металлической проводимостью на электрические и оптические свойства аморфных пленок a-c‹n›
publisher	Донецький фізико-технічний інститут ім. О.О. Галкіна НАН України
publishDate	2005
url	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/70157
citation_txt	Влияние кластеров с металлической проводимостью на электрические и оптические свойства аморфных пленок a-C‹N›/ В.Н. Варюхин, Т.А. Дьяченко, В.Д. Окунев, Н.Н. Пафомов, А.Л. Плехов, Е.И. Шемченко // Физика и техника высоких давлений. — 2005. — Т. 15, № 3. — С. 100-116. — Бібліогр.: 33 назв. — рос.
series	Физика и техника высоких давлений
work_keys_str_mv	AT varûhinvn vliânieklasterovsmetalličeskojprovodimostʹûnaélektričeskieioptičeskiesvojstvaamorfnyhplenokacn AT dʹâčenkota vliânieklasterovsmetalličeskojprovodimostʹûnaélektričeskieioptičeskiesvojstvaamorfnyhplenokacn AT okunevvd vliânieklasterovsmetalličeskojprovodimostʹûnaélektričeskieioptičeskiesvojstvaamorfnyhplenokacn AT pafomovnn vliânieklasterovsmetalličeskojprovodimostʹûnaélektričeskieioptičeskiesvojstvaamorfnyhplenokacn AT plehoval vliânieklasterovsmetalličeskojprovodimostʹûnaélektričeskieioptičeskiesvojstvaamorfnyhplenokacn AT šemčenkoei vliânieklasterovsmetalličeskojprovodimostʹûnaélektričeskieioptičeskiesvojstvaamorfnyhplenokacn AT varûhinvn vplivklasterívzmetalíčnoûprovídnístûnaelektričnííoptičnívlastivostíamorfnihplívokacn AT dʹâčenkota vplivklasterívzmetalíčnoûprovídnístûnaelektričnííoptičnívlastivostíamorfnihplívokacn AT okunevvd vplivklasterívzmetalíčnoûprovídnístûnaelektričnííoptičnívlastivostíamorfnihplívokacn AT pafomovnn vplivklasterívzmetalíčnoûprovídnístûnaelektričnííoptičnívlastivostíamorfnihplívokacn AT plehoval vplivklasterívzmetalíčnoûprovídnístûnaelektričnííoptičnívlastivostíamorfnihplívokacn AT šemčenkoei vplivklasterívzmetalíčnoûprovídnístûnaelektričnííoptičnívlastivostíamorfnihplívokacn AT varûhinvn influenceofclusterswithmetallicconductivityonelectricalandopticalpropertiesofamorphousacnthinfilms AT dʹâčenkota influenceofclusterswithmetallicconductivityonelectricalandopticalpropertiesofamorphousacnthinfilms AT okunevvd influenceofclusterswithmetallicconductivityonelectricalandopticalpropertiesofamorphousacnthinfilms AT pafomovnn influenceofclusterswithmetallicconductivityonelectricalandopticalpropertiesofamorphousacnthinfilms AT plehoval influenceofclusterswithmetallicconductivityonelectricalandopticalpropertiesofamorphousacnthinfilms AT šemčenkoei influenceofclusterswithmetallicconductivityonelectricalandopticalpropertiesofamorphousacnthinfilms
first_indexed	2025-11-26T20:06:19Z
last_indexed	2025-11-26T20:06:19Z
_version_	1849884761713016832
fulltext	Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 100 PACS: 73.61.−r, 78.30.Ly, 78.66.−w В.Н. Варюхин, Т.А. Дьяченко, В.Д. Окунев, Н.Н. Пафомов, А.Л. Плехов, Е.И. Шемченко ВЛИЯНИЕ КЛАСТЕРОВ С МЕТАЛЛИЧЕСКОЙ ПРОВОДИМОСТЬЮ НА ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ И ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА АМОРФНЫХ ПЛЕНОК a-C〈N〉 Донецкий физико-технический институт им. А.А. Галкина НАН Украины ул. Р. Люксембург, 72, г. Донецк, 83114, Украина Статья поступила в редакцию 4 октября 2005 года Изучены электрические и оптические свойства пленок аморфного углерода a-C〈N〉, полученных методом магнетронного распыления графита в атмосфере азота. Во всем исследуемом интервале температур Т = 77−300 K электропроводность пле- нок имеет зависимость σ(Т) вида lgσ ~ T−1/2, что характерно для сред с гранулиро- ванной структурой. Показано, что металлическая проводимость может возни- кать в подобных системах без введения примесей металла. На основе данных по измерению термоэдс, проводимости и оптического поглощения сделан вывод о том, что гранулированная структура пленок обусловлена наличием в углеродной графитоподобной матрице кластеров с металлической проводимостью наномет- рового размера, образующихся на основе γ-углерода, концентрация которых экспо- ненциально увеличивается с ростом температуры осаждения пленок. Введение В отличие от широко известных элементарных полупроводников в аморфном состоянии (a-Ge и a-Si) в аморфных углеродных пленках атомы углерода, относящиеся к той же четвертой группе периодической системы элементов, обладают уникальными возможностями образовывать различные аллотропные формы и структурные модификации. В зависимости от мето- дов легирования и условий приготовления этих пленок возможно в широких пределах изменять в них относительное содержание 4, 3 и 2 координирован- ных атомов углерода и соответственно физические свойства и области тех- нического применения этих материалов. Отметим здесь и способность к кластеризации атомов углерода с одинаковым типом координации [1], в ре- зультате чего углеродные пленки нередко представляют собой неоднородные структуры, содержащие в аморфной среде кластеры с тетраэдрической струк- турой, формирующейся атомами углерода в sp3-гибридизированных состоя- ниях, или же кластеры из трехкоординированного углерода в sp2-гибридных Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 101 состояниях (соответственно алмазоподобные или графитоподобные класте- ры нанометровых размеров). Возможно также формирование фрагментов карбинов с углеродом в sp-состояниях, которые могут оказывать влияние на свойства пленок. Кроме этого, необходимо иметь в виду также возможность образования γ-углерода, обладающего металлической проводимостью [2]. При легировании пленок металлами возможно получение нанокомпозит- ных углеродных пленок, в которых система наноразмерных металлических кластеров встроена в углеродную матрицу [3]. Такие нанокомпозитные ма- териалы представляют собой значительный интерес для физики и электро- ники наноструктур. В последние годы все большее внимание уделяется изучению алмазопо- добных пленок, легированных азотом. Здесь усилия исследователей скон- центрированы в основном в двух направлениях: получения сверхтвердого соединения β-C3N4, возможность синтеза которого была предсказана в [4], и синтеза тонкопленочных покрытий на основе аморфного нитрида углерода. Во втором случае осажденные в оптимальных условиях пленки имеют срав- нительно высокую твердость и износоустойчивость [5,6]. Отметим также возможность изменения их электрических и оптических свойств в широких пределах в зависимости от концентрации вводимого в них азота [6]. В дан- ной работе приведены результаты исследования электрических и оптиче- ских свойств аморфных пленок углерода, полученных в атмосфере азота при различных температурах подложки. Показано, что систему кластеров с ме- таллической проводимостью в изолирующей матрице аморфного углерода можно создать без введения в его состав примесей металла. Методика эксперимента Алмазоподобные пленки a-C〈N〉 были получены методом ионно- плазменного распыления мишени из чистого графита в азотной плазме с по- мощью планарного магнетрона постоянного тока на модернизированной ус- тановке ВУП-5М. Температура роста, контролируемая термопарой хромель- алюмель, установленной непосредственно на подложке, изменялась от 20 до 450°C. Давление азота в рабочей камере было минимально необходимым для возникновения устойчивого и стабильного тлеющего разряда и состав- ляло 75−100 mtorr. Известно, что при повышении концентрации азота (в на- шем случае она составляла 100%) существенно увеличивается содержание sp2-углеродных связей, и в атмосфере чистого азота растут преимуществен- но графитоподобные слои с низкой микротвердостью [7,8]. Расстояние от поверхности подложки до мишени (2.5−3 cm) не превышало длину свобод- ного пробега ионов углерода для данного давления. В качестве подложек использовали покровные стекла. Перед осаждением пленок каждая из них проходила многократную очистку в растворе синтети- ческих моющих средств и в дистиллированной воде, а также в изопропило- вом спирте и его парах. После установки подложек в рабочем объеме их Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 102 очищали в слабом тлеющем разряде не менее одного часа в атмосфере азота. Толщину пленок определяли оптическим методом с помощью интерферен- ционного микроскопа МИИ-4, она составляла 0.9−5.0 µm. Измерения температурных зависимостей электропроводности и вольт- амперных характеристик (ВАХ) исследуемых пленок проводили с помощью головки, которая имела два прижимных зонда с расстоянием между ними ≈ 0.2 cm. Надежность контакта зондов с пленкой обеспечивали амортизи- рующие пружины. Зонды изготавливали из предварительно заточенной вольфрамовой проволоки. Измерительная головка, в свою очередь, являлась частью криостата, который охлаждался жидким азотом и позволял изменять температуру образцов в интервале 77−300 K. Температуру образцов измеряли дифференциальной термопарой медь- константан, позволяющей определять температуру исследуемой пленки с большой точностью. Температурные зависимости проводимости измеряли при напряжениях, соответствующих линейным участкам ВАХ, и токах I < 2 µA, исключающих нагрев образцов. Малые токи, протекающие через исследуе- мый образец, в пределах 10−15−10−7 A измеряли при помощи универсального вольтметра-электрометра В7-30. Измерения показали, что ВАХ образцов линейны во всем исследуемом диапазоне температур (рис. 1). Это свиде- тельствует об омических свойствах контактов между прижимными зондами и изучаемыми пленками независимо от величины удельного сопротивления и температуры. Исследование спектров оптического пропускания (поглощения), содер- жащих важную информацию об электронной структуре образцов и их опти- ческой однородности, проводили на спектрофотометре SP-700C. Для определения типа носителей заряда измеряли термоэдс. Это позволи- ло по электрической активности примесей и дефектов судить о конфигура- ции химических связей. 1 10 100 10–12 10–11 10–10 10–9 10–8 10–7 I, A 4 3 2 1 U, V Рис. 1. Вольт-амперные характеристики образцов при температурах роста пленок Тs, °C: 1 − 250, 2 − 350, 3 − 20, 4 − 450 Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 103 Экспериментальные результаты и обсуждение Электрические свойства. Как показали измерения, все образцы имели сильную зависимость сопротивления от температуры. Результаты обработки экспериментальных данных для исследуемых углеродных пленок в различ- ных координатах, соответствующих наиболее распространенным механиз- мам электропроводности активационного типа, представлены на рис. 2. Уве- личение номера образца соответствует повышению температуры роста. Из рисунка видно, что результаты измерений температурной зависимости удельной проводимости σ лучше всего (во всем исследуемом температур- ном интервале) описываются в координатах lgσ−T−1/2. С повышением тем- пературы осаждения пленок при температурах измерений, близких к ком- натной, наблюдаются рост проводимости на 4 порядка и уменьшение кру- тизны зависимостей σ(Т). Для всех образцов наблюдается линейная зависи- мость lgσ−T−1/2, которая соответствует так называемому закону T−1/2, опи- сывающемуся известной формулой 4 5 6 7 8 9 10 10-9 10-8 10-7 10-6 10-5 10-4 10-3 σ , Ω –1 . c m –1 4 3 2 1 103/T, K–1 4 3 2 0.06 0.08 0.10 10-9 10-8 10-7 10-6 10-5 10-4 10-3 σ , Ω –1 . c m –1 T–1/2, K–1/2 3 1 4 2 а б 0.16 0.18 0.20 0.22 10-9 10-8 10-7 10-6 10-5 10-4 10-3 T–1/3, K–1/3 σ , Ω –1 . c m –1 3 1 4 2 0.24 0.26 0.28 0.30 0.32 10-9 10-8 10-7 10-6 10-5 10-4 10-3 T –1/4, K–1/4 в г Рис. 2. Температурные зависимости электропроводности в координатах: а − lgσ ~ ~ 103/T, б − lgσ ~ T−1/2, в − lgσ ~ T−1/3, г − lgσ ~ T−1/4 при температурах роста пленок Тs, °C: 1 − 20, 2 − 250, 3 − 350, 4 − 450 σ, Ω –1 ⋅c m –1 1 2 3 4 Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 104 ( )1/ 2 0exp /T T σ ≈ −   . (1) Параметр Т0 вычисляется из наклона зависимости σ(T) в координатах lgσ−T−1/2. Наиболее известными механизмами, обусловливающими температурную зависимость σ(Т) в виде lgσ ∼ T−1/2, являются: туннелирование электронов между малыми кластерами с металлической проводимостью в гранулиро- ванных средах [9]; механизм электропроводности, связанный с наличием кулоновской щели в спектре состояний систем с неупорядоченной структу- рой [10] и прыжковая проводимость в одномерных структурах [11,12]. Ис- следуемые пленки принадлежат к группе очень сложных в структурном плане систем, в которых одновременно возможна реализация различных ти- пов атомного порядка: sp1-, sp2- и sp3-электронных конфигураций. Фактиче- ски это приводит к сосуществованию в одних и тех же исследуемых объек- тах, наряду с двумерными графитообразными слоями с sp2-связями и трех- мерными образованиями с тетраэдрической (алмазоподобной) конфигураци- ей на основе sp3-связей, одномерных цепочек, представляющих карбины. При наличии одномерных цепочек необходимо учитывать прыжковую про- водимость в пространстве пониженной размерности. В общем случае [13] в режиме прыжковой проводимости с переменной длиной прыжка в простран- стве размерности ν температурная зависимость сопротивления определяется известной формулой Мотта ( )0 0( ) exp /T T T ξ ρ = ρ   , (2) где 1/( 1)vξ = + . (3) Из формулы (3) видно, что для одномерного случая (прыжковая проводи- мость с участием одномерных цепочек) ξ = 1/2. В двумерном случае ξ = 1/3, а в трехмерном ξ = 1/4. Однако условия синтеза исследуемых в данной рабо- те образцов далеки (главным образом по температуре и давлению) от тех, которые необходимы для получения карбинов. Кроме этого, из литературы хорошо известно, что одномерная прыжковая проводимость в карбинах на- блюдается при низких (T < 40 K) температурах [11,12] и не соответствует условиям наших экспериментов. Как видно из рис. 2, зависимость lgσ ∼ T−1/2 наблюдается в интервале температур 77−300 K. Температурная зависимость сопротивления вида (2), связанная с форми- рованием кулоновской щели в плотности состояний (причем независимо от размерности пространства), может наблюдаться также лишь при весьма низ- ких температурах. Численные оценки для случая чистого аморфного герма- ния показали, что для него кулоновская щель может влиять на зависимость ρ(Т) при температурах ~ 1 K. Критические температуры порядка 20−30 K Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 105 для наблюдения этого эффекта считаются высокими и встречаются редко. Из известных экспериментальных работ, в которых обнаружено влияние ку- лоновской щели на низкотемпературную проводимость, можно выделить [14−16], где удалось реализовать высокую плотность глубоких примесных состояний. Это обстоятельство способствовало образованию необычайно большой кулоновской щели (до 25 meV), которая проявляется в низкотемпе- ратурных измерениях проводимости, вплоть до весьма высоких для данного механизма температур ~ 80 K. Поэтому ясно, что в нашей ситуации куло- новская щель, если она и существует, должна наблюдаться в области низких температур, при которых она не замывается тепловыми возбуждениями. При более высоких температурах кулоновская щель не влияет на характер тем- пературной зависимости проводимости. Наши измерения проведены от азотной температуры до комнатной, и в этом диапазоне для всех исследуемых пленок кривые σ(T) соответствуют закону T−1/2. Очевидно, что при столь высоких температурах кулоновская щель не может влиять на зависимость σ(T). В связи с этим остается единст- венная возможность для интерпретации результатов, представленных на рис. 2. Известно, что для различных гранулированных систем, представ- ляющих собой композитный материал, состоящий из системы проводящих гранул, внедренных в менее проводящую матрицу, закон T−1/2 выполняется в широком диапазоне температур − от гелиевых и вплоть до комнатной [17]. Теоретические оценки, проведенные в [9], подтверждают такую возможность. Термоэдс. Для неупорядоченных систем, а к материалам с аморфной структурой это относится в первую очередь, знак термоэдс является единст- венным надежным критерием при определении типа носителей заряда [13]. Измерения термоэдс показали, что исследуемые аморфные пленки имеют ярко выраженный дырочный тип проводимости. При этом величина термо- эдс η существенно меняется с повышением температуры роста, определяю- щей и величину электропроводности образцов. При анализе результатов всегда представляет интерес связь между η и σ, зависящая от механизма переноса носителей заряда. Для неоднородных сис- тем типа материалов с гранулированной структурой решения задачи о связи между величиной электропроводности и величиной термоэдс пока нет. Од- нако известно, что для однородных полупроводников с совершенной кри- сталлической структурой величина термоэдс, определяющаяся длиной сво- бодного пробега и действующими механизмами рассеяния носителей заряда, дается выражением [18]: 3/ 2 3 2(2 )( ) lnk m kT e ph ∗ π η = ϕ ζ +     , (4) где φ − сложная функция ( )1/ 26 /I Lζ = ρ ρ , а ρI и ρL − удельные сопротивле- ния, обусловленные рассеянием соответственно на примесях и на колебани- Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 106 ях решетки; p − концентрация дырок; m* − эффективная масса; k − постоян- ная Больцмана; h − постоянная Планка. В упрощенном случае [19]: ( )3/ 2 3 2 2 2 ln m kTk e ph ∗ π  η = +      . (5) Если считать, что подвижность носителей заряда не зависит от их кон- центрации, то величина термоэдс логарифмически уменьшается с ростом удельной электропроводности образцов. Экспериментальная зависимость η от σ согласуется с (5), как это видно на рис. 3, причем абсолютные значения η соответствуют величинам, свойственным классическим полупроводникам. 0.5 1.0 1.5 2.0 10–5 10–4 10–3 η, m V ⋅K –1 σ, Ω–1⋅cm–1 T = 300 K Поскольку технология выращивания пленок исключала появление в замет- ных количествах неконтролируемых примесей, наиболее вероятным источни- ком дырочной проводимости был азот, растворимость которого в пленках по- вышается с ростом температуры осаждения. Если рассматривать все три воз- можные конфигурации связей, то, в принципе, дырочная проводимость воз- можна во всех случаях, однако необходимо учитывать, что она должна быть велика и превышать минимум металлической проводимости. В этом случае об- разование дырочного металла с участием одномерных цепочек с sp-связями, учитывая их высокую склонность к локализации носителей заряда, следует считать невероятным (карбины относятся к диэлектрикам с высоким сопротив- лением материала [11,12]). Вхождение атомов трехвалентного азота в алмазо- подобные кластеры с тетраэдрической (sp3) конфигурацией связей представля- ет собой классическую схему образования дырок в полупроводниках с алмазо- подобной структурой, однако металлическая проводимость при обычных усло- виях вряд ли может быть реализована. Учитывая накопленный опыт по изуче- нию электропроводности графитоподобных материалов, вполне вероятной причиной дырочной проводимости исследуемых пленок можно было бы счи- Рис. 3. Связь между тер- моэдс и электропровод- ностью Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 107 тать малые CN-кластеры с sp2-гибридизацией химических связей. При этом не исключается формирование кластеров, по составу близких к C3N4. Фазовая диаграмма данного химического соединения неизвестна, однако Si3N4 с анало- гичной структурой образуется при T > 1300°C, а для C3N4 эта температура должна быть еще выше. Ясно, что рост сплошной пленки при обычных услови- ях из-за сложностей в образовании указанного соединения невозможен, но это не исключает формирования малых кластеров данного состава. Следует иметь в виду, что образование химического соединения в процессе роста пленок мо- жет сильно зависеть от технологии их осаждения: наличие сильно ионизиро- ванных атомов при катодном, магнетронном или лазерном распылении мише- ней облегчает образование ковалентных связей и может существенно понизить критическую температуру для формирования соответствующих химических соединений. Основная аморфная матрица с малой концентрацией азота и сме- сью структурных единиц с sp1-, sp2- и sp3-конфигурациями связей при этом ос- тается в диэлектрическом состоянии. Однако, наряду с описанной возможно- стью формирования малых CNx-кластеров, которую можно оспорить, следует также иметь в виду, что химические соединения углерода с азотом с металли- ческой проводимостью не известны. Наиболее вероятной ее природой в исследуемых пленках мы считаем об- разование (под влиянием азота) малых кластеров на основе γ-углерода [2]. Возникновение металлической проводимости в аморфных веществах с алма- зоподобной структурой под влиянием примесей хорошо изучено. Изменение локальной структуры при этом происходит с увеличением координационно- го числа от 4 до 12 [20,21]. Высокие концентрации азота в кластерах при этом не обязательны. Определение концентрации металлической фазы. Наиболее сложной задачей являлось определение концентрации металлической фазы в иссле- дуемых образцах при отсутствии не только эталона, но и надежных данных о структуре кластеров с металлической проводимостью и основной диэлек- трической матрицы. Эту проблему удалось решить, используя концепцию Мотта о величине минимальной металлической проводимости для неупоря- доченных систем, которая определяется известной формулой [13,22]: 22 min 0 cr4 e B z a V  π σ =    h , (6) где z − координационное число, a − расстояние между примесными центра- ми, V0 − амплитуда случайного потенциала, B − ширина зоны. Для наших пленок σmin должно быть порядка 300 Ω−1·cm−1. Средняя величина удельной электропроводности исследуемых пленок на 5−10 порядков меньше ожи- даемого значения σmin. Поскольку прыжковая проводимость, обусловленная туннелированием но- сителей заряда между отдельными локализованными состояниями с участием Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 108 фононов, и механизмы, связанные с инжекцией носителей заряда в диэлектрик (включая токи, ограниченные пространственным зарядом), для исследуемых пленок не наблюдались, в соответствии с представленными результатами наи- более вероятным механизмом электропроводности является туннелирование между кластерами с металлической проводимостью. Определяя величину со- противления пленок, связанного с туннелированием носителей заряда между кластерами на основе простейшей модели строения пленок [23], в которой кла- стеры с одинаковым линейным размером D и толщиной γ формируют правиль- ную решетку, для удельного сопротивления пленок можно записать 0 0 exp d d   ρ = ρ     , (7) где d − среднее расстояние между металлическими кластерами, 1/31 1md D C −   = − γ    , (8) в этом случае выражение для удельного сопротивления принимает вид 1/3 0 0 1exp 1 .m D C d −     ρ = ρ −  γ      (9) Очевидно, что значения Cm существенно ниже порога протекания и ме- таллическая проводимость в исследуемых образцах реализуется лишь в ма- лых кластерах. Концентрацию металлической фазы можно определить, ис- пользуя значения σmin, критической концентрации металлической фазы (по- рог протекания) для тонкопленочных систем и данные по электропроводно- сти пленок. Величина σ, близкая к σmin, в этих системах возможна вблизи порога протекания Cm cr = 0.5. Сдвиг порога перколяции для напыленных гра- нулированных систем к значениям Cm = 0.5−0.6 хорошо известен и свойст- вен двумерным объектам [10,24]. Таким образом, для зависимости σ от среднего расстояния между кластерами d можно записать ( ) 1/ 3 0 0 exp 2 1i i m D C d −  σ = σ − −     , (10) где i = 1, 2, 3, 4. Предполагая, что туннельный механизм является единствен- ным механизмом электропроводности, описывающимся для каждого из образ- цов с различными Ts во всем исследуемом температурном интервале формулой (10), и используя экспериментальные значения σ при T = 277 K, мы получили систему уравнений ( ) ( ) ( )1/ 3 1/ 3 1/3 0ln / /i j m m j iC C d Db − − −− = σ σ , (11) Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 109 0 1 2 3 4 104 102 100 10–2 10–4 10–6 σ, Ω –1 ⋅c m –1 (bCm)–1/3 – 1 где b = 1/γ. После этого графически, с использованием рис. 4, на котором представлена зависимость электропроводности от среднего расстояния меж- ду кластерами, определяли значения концентрации металлической фазы ,i j mC . Величина 1/γ = b = 2 (фактически она означает, что рассматривается туннелирование между плоскими кластерами, у которых толщина вдвое меньше двух других линейных размеров) была выбрана из условия, что при d = 0 (на пороге протекания) для тонких пленок cr 0.5mC = . В качестве значе- ния σ при d = 0 была взята расчетная величина σmin = 300 Ω−1·cm−1. Факти- чески при построении прямой на рис. 4 в координатах lgσ−((bCm)−1/3 − 1) бы- ли совмещены туннельное и перколяционное приближения в описании элек- тропроводности. Наилучшее соответствие с экспериментальными данными получается, если допустить, что D/d0 = 6. Значения концентраций металли- ческой фазы приведены в таблице. Таблица Зависимость концентрации металлической фазы и электропроводности пленок от температуры роста Ts, °C σ, Ω−1·cm−1 Cm, % CI(sp2), % CII(sp3), % 20 2·10−6 0.83 − − 250 4·10−4 1.8 14 84.2 350 1.4·10−3 2.2 36 61.8 450 3.3·10−3 2.6 54 43.4 Оптические спектры. Об электронной структуре алмазоподобных пленок можно судить по оптическим спектрам. Первичная информация, связанная с изучением спектров оптического пропускания, представлена на рис. 5,а. Из него видно, что на данных кривых трудно выделить критические значения энергий кванта ħω, при которых качественно меняется зависимость t = t(ħω), Рис. 4. Экспоненциальная зависимость электропро- водности пленок от сред- него расстояния между кластерами с металличе- ской проводимостью Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 110 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 1.4 0 10 20 30 40 50 60 70 3 2 1 t, % ћω, eV 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 1.4 104 ћω, eV α , c m –1 3 2 1 а б 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 1.4 50 100 150 200 250 (α ћω )1/ 2 , c m –1 /2 . e V 1/ 2 3 2 1 ћω , eV в т.е. край оптического поглощения является сильно размытым и это затруд- няет определение оптической ширины запрещенной зоны. В спектрах (при ħω = 0.5, 0.6 и 0.8 eV) имеются особенности, которые скорее всего связаны с возбуждением дипольной моды вынужденных плазменных колебаний в час- тицах с металлической проводимостью, т.е. с возбуждением поверхностных плазмонов и с поглощением электромагнитного излучения поверхностными плазменными колебаниями электронного газа в металлических кластерах с геометрическими размерами, много меньшими длины волны инициирующе- го поглощение излучения [3,25−28]. Анализ результатов показал, что наилучшим приближением для описания зависимости t = t(ħω) в коротковолновой области, где решающую роль в оп- тическом поглощении играют межзонные оптические переходы, является экспоненциальное приближение ( )0 expt t= −β ωh . (12) Особенно это касается толстых пленок (кривая 3 на рис. 5,а). Наиболее вероятной причиной наблюдающейся зависимости t от ħω мы считаем урба- ховскую форму кривых оптического поглощения, обусловленных наличием неоднородностей [20,29−31]. Это подтверждается видом спектров пропуска- Рис. 5. Спектры оптического пропус- кания (а), поглощения (б) и оптиче- ского поглощения в координатах (αħω)1/2–ħω (в). Температура роста пле- нок Тs, °C: 1 − 250; 2 − 350; 3 − 450 Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 111 ния, на которых отсутствуют периодические изменения t с изменением ħω (интерференционная картина, характерная для оптически однородных сред). Даже сглаженная интерференционная картина в спектрах пропускания пред- ставляет собой надежное свидетельство пространственной геометрической неоднородности [3], а для углеродных пленок, как правило, связывается с металлическими нанокластерами, встроенными в диэлектрическую матрицу [3,27,28]. На рис. 5,б представлены спектры оптического поглощения для пленок, напыленных на стеклянные подложки при разной температуре: 250, 350, 450°С. Значения коэффициента поглощения изменялись в пределах от 4·103 до 5·104 cm−1 в интервале 0.5−1.4 eV. Форма края поглощения действитель- но близка к урбаховской: lgσ ~ ħω, что свойственно оптически неоднород- ным средам, указывая в первую очередь на наличие кластеров с металличе- ской проводимостью в диэлектрической матрице. В спектрах образцов, осажденных при Тs = 250°C и Тs = 350°C, в интерва- ле энергий 0.5−0.9 eV имеются особенности, соответствующие отклонению от монотонности в спектрах пропускания, где спектры отклоняются от урба- ховских, что можно связать с поверхностными плазмонами в кластерах с ме- таллической проводимостью. Судя по наличию на кривых нескольких мак- симумов поглощения, можно говорить о трех типах кластеров, различаю- щихся концентрацией свободных дырок. Для пленки, осажденной при Тs = 450°C, наблюдается более крутой спектр оптического поглощения, и спектральный вес смещается в сторону высоких энергий. Можно предположить, что здесь начинается изменение структуры основной матрицы, которая в первом приближении (с учетом ма- лой концентрации кластеров) определяет вид оптических спектров. Для сильно неоднородных систем природа урбаховской формы кривых α(ħω) (в частности, при наличии кластеров с металлической проводимостью в диэлектрической среде) обусловлена наличием встроенных электрических полей в объеме пленок, связанных с неоднородностями по составу или структуре [20,29−31]. В результате спектральная зависимость коэффициента поглощения приобретает урбаховскую форму: ( ) ( )0 expα ω = α Γ ωh h . (13) В этом случае, особенно для толстых пленок, в которых урбаховский край поглощения может наблюдаться при малых энергиях кванта ħω, когда Гħω < 1, спектры оптического поглощения можно представить в виде ( ) (0 1 )α ω = α +Γ ωh h . (14) Таким образом, спектры оптического пропускания t = t(ħω) можно аппрок- симировать экспоненциальной зависимостью t от ħω: 0 0/ ( ) exp( ) ( )exp[ (1 )]t I I f R l f R l= = −α = −α +Γ ωh , (15) Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 112 где f(R) – функция, зависящая от коэффициента отражения, l – толщина пленки. Дальнейший анализ показал, что спектры оптического поглощения (рис. 5,б) действительно имеют форму, близкую к урбаховской. Коэффици- ент Г = d(lnα)/d(ħω) в формуле (13) составляет 2.4 ± 0.2 eV−1 для образцов с Ts = 250, 350°C, что близко к значениям параметра Г для аморфных пленок CdGeAs2〈Fe〉 (2.9 и 1.6 eV−1 для разных концентраций Fe), которые содержа- ли в диэлектрической матрице с алмазоподобной структурой кластеры с ме- таллической проводимостью. Для пленки с Ts = 450°C величина Г = 3.7 eV−1. Для нелегированных аморфных полупроводников значение Г существенно выше и находится в пределах 15−22 eV−1 [13]. При найденных значениях Г приближенные формулы (14), (15) справедливы лишь для толстых пленок, в которых спектр пропускания сосредоточен в длинноволновой области (кри- вая 3 на рис. 5,б). 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 0.01 0.1 C m , C op t i 103/Ts , K –1 Cm Copt i Ценную информацию об углеродных пленках представляет величина оп- тической ширины запрещенной зоны [3], которая относится к числу важ- нейших характеристик аморфных полупроводников и диэлектриков. Из- вестно, что в зависимости от структуры материала величина Eopt может ле- жать в пределах 0.5−5 eV, что соответствует двум предельным случаям – графиту и алмазу [32,33]. Чем больше в аморфном углероде графитоподоб- ной фазы, тем ýже запрещенная зона Eopt. Для определения оптической ширины запрещенной зоны образцов с не- упорядоченной структурой нередко используют формулу Тауца ( )2 0gE G ω− α = ω h h , (16) где Eg0 − оптическая ширина запрещенной зоны, G − постоянная. Построив кривые для разных температур подложек в координатах (αħω)1/2 от ħω и ап- Рис. 6. Зависимость кон- центрации графитоподоб- ной фазы opt iC и концен- трации кластеров с ме- таллической проводимо- стью Cm от температуры роста пленок Ts Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 113 проксимируя полученную зависимость к (αħω)1/2 = 0, получаем для всех кривых Eg0 ≅ 0.3 eV. Между параметрами материала и постоянной G существует простая связь [13]: min 0 4G n c E πσ = δ , (17) где σmin − минимальная металлическая проводимость, n0 − показатель пре- ломления, δE − ширина зоны локализованных состояний, c − скорость света. Величина G является одной из фундаментальных характеристик веществ с неупорядоченной структурой и мало зависит от конкретного материала, со- ставляя величину порядка (4−8)·105 cm−1 [13]. В соответствии с зависимо- стью (αħω)1/2 от ħω, представленной на рис. 5,в, для исследуемых пленок G = (5.3−6.8)·104 cm−1, что на порядок меньше ожидаемых значений. Причи- на этого связана, очевидно, с влиянием кластеров с металлической проводи- мостью на пороговые значения ħω для межзонных оптических переходов. И лишь в области предельных значений ħω для наших образцов (ħω > 1.3 eV), где кластеры оказывают уже незначительное влияние на наклон зависимости (αħω)1/2 от ħω и по отсечке можно с достаточно большой уверенностью оп- ределить ширину оптической щели, значения G превышают 105 cm−1. На- пример, для пленки с Ts = 350°C величина G = 3.5·105 cm−1. Однако и при максимальном наклоне кривых Eg0 не превышает 1 eV, изменяясь в пределах 0.72−0.96 eV, что оказывается существенно ниже возможных значений оп- тической ширины запрещенной зоны для алмазоподобных пленок. Это явля- ется прямым подтверждением того, что основная матрица, определяющая оптические свойства пленок, графитоподобна. Несмотря на относительно малую концентрацию кластеров с металлической проводимостью (< 3%), они не только играют определяющую роль в электрических свойствах при низких температурах, но и оказывают решающее влияние на форму спек- тров, делая ее урбаховской и существенно снижая пороговую энергию для межзонных оптических переходов. Важным свидетельством оптической неоднородности является связь зна- чений α с температурой роста пленок в различных интервалах ħω. Из дан- ных по электропроводности было видно, что пленки являются сильно неод- нородными и представляют собой гранулированную среду, т.е. систему ме- таллических кластеров в диэлектрической матрице. Мы видим аналогичную тенденцию в увеличении коэффициента поглощения, а следовательно, и оп- тической проводимости σopt с повышением температуры роста. Однако от- четливо такая связь выявляется лишь в коротковолновой (ħω > 0.8 eV) об- ласти спектра. Нетрудно видеть, что изменения α (и σopt) с повышением Ts существенно меньше по сравнению с изменениями проводимости на посто- янном токе. Отсюда ясно, что не весь объем пленки дает равный вклад в оп- Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 114 тическую проводимость, и в случае неоднородной среды можно говорить о разной активности ее составляющих при участии в оптических переходах. Считая, что коэффициент поглощения α представляет собой сумму опти- чески активной компоненты opt ( )si Tα и неактивной составляющей nact iα , можем записать optnact ( )i si Tα = α +α . (18) С учетом соотношения между величинами α и электропроводностью на по- стоянном токе для различных образцов были вычислены их значения opt ( )si Tα . При этом предполагалось, что справедлива формула 04 ( ) / n cα = πσ ω (19) (где n0 − показатель преломления, c − скорость света) и выполняется соот- ношение / /i j i jσ σ = α α , (20) где индексы i, j относятся к разным структурным состояниям образцов, кото- рые в данном случае изменяются с изменением температуры осаждения пле- нок. Оказалось, что значение opt ( )si Tα , измеренное при ħω = 1.0 eV и пропор- циональное доле объема, участвующей в оптических переходах opt iC , увеличи- вается с повышением температуры роста в интервале Тs = 250−450°C от 14 до 55%. В предположении, что величины opt iC и Cm экспоненциально растут с повышением Ts ( opt 0 exp( / )i siC C T T∗= − и 0 exp( / )m m sC C T T∗∗= − ), были по- строены соответствующие зависимости, приведенные на рис. 6. Из него видно (кривая 1), что концентрация металлической фазы действительно экс- поненциально увеличивается (от 8.8·10−3 до 2.8·10−2) с повышением темпе- ратуры роста. Значения opt iC также соответствуют экспоненциальной зави- симости. Учитывая то, что оптические спектры получены при ħω < 1.4 eV, т.е. в диапазоне, где отсутствует поглощение, связанное с алмазоподобной струк- турой, значения opt iC следует отнести к концентрации графитоподобной фа- зы с sp2-конфигурацией связей. Необходимо отметить, что, несмотря на су- щественное увеличение концентрации последней с ростом Ts, доля объема с алмазоподобной структурой остается достаточно велика даже при высоких температурах роста. При Ts = 450°C она составляет около 43%, определяя величину удельного сопротивления матрицы. Из данных, представленных на рис. 6, видно, что с повышением темпера- туры осаждения концентрация графитообразной фазы в основной матрице увеличивается значительно быстрее по сравнению с концентрацией метал- Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 115 лических кластеров, образованных под воздействием вводимого в пленки азота. Однако концентрация образующихся кластеров малого размера оста- ется низкой, и они занимают не более нескольких процентов объема пленок. Авторы признательны З.А. Самойленко и Е.И. Пушенко за рентгеност- руктурные исследования пленок. 1. В.И. Иванов-Омский, А.В. Толмачев, С.Г. Ястребов, ФТП 32, 227 (2001). 2. Л.С. Палатник, М.Б. Гусева, В.Г. Бабаев, Н.Ф. Савченко, И.И. Фалько, ЖЭТФ 87, 914 (1984). 3. В.И. Иванов-Омский, И.Н. Криворотов, С.Г. Ястребов, ЖТФ 65, № 9, 121 (1995). 4. A.Y. Liu, M.L. Cohen, Science 245, 841 (1989). 5. H. Sjöström, S. Stafström, M. Boman, J.-E. Sundgren, Phys. Rev. Lett. 75, 1336 (1995). 6. Е.И. Шемченко, Р.В. Шалаев, Е.Г. Пашинская, ФТВД 11, № 2, 83 (2001). 7. S.E. Rodil, A.C. Ferrari, J. Robertson, W.I. Milne, J. Appl. Phys. 89, 5425 (2001). 8. J. Hu, P.Yang, C.M. Lieber, Phys. Rev. B57, 3185 (1998). 9. Е.З. Мейлихов, ЖЭТФ 115, 1484 (1999). 10. Б.И. Шкловский, А.Л. Эфрос, Электронные свойства легированных полупро- водников, Наука, Москва (1979). 11. С.В. Демишев, А.А. Пронин, В.В. Глушков, Н.Е. Случанко, Н.А. Самарин, М.В. Кон- дрин, А.Г. Ляпин, В.В. Бражкин, Т.Д. Варфоломеева, С.В. Попова, ЖЭТФ 122, 140 (2002). 12. С.В. Демишев, А.А. Пронин, В.В. Глушков, Н.Е. Случанко, Н.А. Самарин, М.В. Кон- дрин, А.Г. Ляпин, В.В. Бражкин, Т.Д. Варфоломеева, С.В. Попова, Письма в ЖЭТФ 78, 984 (2003). 13. Н. Мотт, Э. Дэвис, Электронные процессы в некристаллических веществах, Мир, Москва (1982). 14. А.В. Двуреченский, И.А. Рязанцев, В.Н. Дравин, А.И. Якимов, Письма в ЖЭТФ 43, 46 (1986). 15. А.В. Двуреченский, А.И. Якимов, ЖЭТФ 95, 159 (1989). 16. В.Д. Окунев, Н.Н. Пафомов, ФТП 24, 2064 (1990). 17. C.J. Adkins, J. Phys.: Condens. Matter 1, 1253 (1989). 18. А.И. Ансельм, В.И. Клячкин, ЖЭТФ 22, 297 (1952). 19. П.И. Баранский, В.П. Клочков, И.В. Потыкевич, Полупроводниковая электро- ника, Наукова думка, Киев (1975). 20. В.Д. Окунев, ФТТ 34, 1263 (1992). 21. В.Д. Окунев, З.А. Самойленко, Письма в ЖЭТФ 53, 42 (1991). 22. Н.Ф. Мотт, Переходы металл−изолятор, Наука, Москва (1979). 23. В.Д. Окунев, Н.Н. Пафомов, Б.И. Перекрестов, В.М. Свистунов, ФНТ 22, 659 (1996). 24. А.Б. Ханикаев, А.Б. Грановский, Ж.-П. Клерк, ФТТ 44, 1537 (2002). 25. Ю.И. Петров, Физика малых частиц, Наука, Москва (1982). 26. U. Kreibig, J. Phys. F4, 999 (1974). Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3 116 27. Э.А. Сморгонская, Т.К. Звонарева, Е.И. Иванова, И.И. Новак, В.И. Иванов-Омский, ФТТ 45, 1579 (2003). 28. H. Hövel, S. Fritz, A. Hilger, U. Kreibig, Phys. Rev. B48, 18178 (1993). 29. В.Л. Бонч-Бруевич, УФН 140, 583 (1983). 30. D. Redfield, Solid State Commun. 44, 1347 (1982). 31. M. Silver, L. Pautmeier, H. Bässler, Solid State Commun. 72, 177 (1989). 32. F.W. Smith, J. Appl. Phys. 55, 764 (1984). 33. K. Muik, D.K. Basa, F.W. Smith, R. Goderman, Phys. Rev. B35, 8089 (1987). V.N. Varyukhin, T.A. Dyachenko, V.D. Okunev, N.N. Pafomov, A.L. Plekhov, E.I. Shemchenko INFLUENCE OF CLUSTERS WITH METALLIC CONDUCTIVITY ON ELECTRICAL AND OPTICAL PROPERTIES OF AMORPHOUS a-C〈N〉 THIN FILMS The electrical and optical properties of the amorphous a-C〈N〉 carbon films prepared by magnetron sputtering of graphite in nitrogen atmosphere have been investigated. The conductivity of these films is typical of granular structure media and has a functional de- pendence lgσ−T−1/2 in the temperature range T = 77−300 K. It has been shown that me- tallic conductivity may appear in these systems without doping of metallic impurities. On the basis of thermal electromotive force, conductivity and optical absorption measure- ments it has been concluded that film granular structure is caused by the existence of nanometer size clusters with metallic conductivity in carbon graphite-type matrix devel- oped on γ-carbon base. The concentration of clusters exponentially is growing with tem- perature of film deposition. Fig. 1. Current-voltage characteristics of samples for film growth temperature Ts, oC: 1 − 250, 2 −350, 3 − 20, 4 − 450 Fig. 2. Temperature dependences of conductivity within the coordinates: а − lgσ ~ 103/T, б − lgσ ~ T−1/2, в − lgσ ~ T−1/3, г − lgσ ~ T−1/4 for film growth temperature Тs, °C: 1 − 20, 2 − 250, 3 − 350, 4 − 450 Fig. 3. Relation between thermo-EMF and conductivity Fig. 4. Exponential dependence of conductivity of the films on the average distance be- tween clusters with metallic conductivity Fig. 5. Spectra of optical transmission (а), absorption (б) and optical absorption within the (αħω)1/2–ħω coordinates (в). Temperature of film growth Тs, °C: 1 − 250; 2 − 350; 3 − 450 Fig. 6. Dependence of graphite-like phase concentration opt iC and concentration of clus- ters with metallic conductivity Cm on film growth temperature Ts

Влияние кластеров с металлической проводимостью на электрические и оптические свойства аморфных пленок a-C‹N›

Репозитарії

Схожі ресурси