Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Особенности электродинамического отклика материалов с электронными корреляциями 11
1.1. Оптические свойства друдевского проводника 12
1.2. Волны зарядовой плотности в одномерных проводниках 20
1.3. Энергетическая щель и куперовский конденсат в спектрах БКШ-сверхпроводника 25
1.4. Эффекты перенормировки в тяжёлофермионных соединениях 31
1.5. Спиновые лестницы и цепочки: одномерные системы с сильным электрон-
электронным взаимодействием 38
Глава II. Методы терагерцовои лов-спектроскопии проводящих материалов 43
2.1. Методы терагерцовой диэлектрической спектроскопии твёрдых тел 43
2.2. Метод диэлектрической ЛОВ-спектроскопии 48
2.3. ЛОВ-спектроскопия проводящих плёнок на диэлектрических подложках 58
2.4. ЛОВ-спектроскопия проводников с применением метода диэлектрического пробника 66
2.5. Измерение на ЛОВ-спектрометрах спектров коэффициента отражения от поверхности «полубесконечных» образцов 72
2.6. Панорамная диэлектрическая спектроскопия 73
Глава III. Терагерцовая спектроскопия состояния с волной зарядовой плотности в низкоразмерных проводниках 79
3.1. Флуктуации волн зарядовой плотности и парапроводимость в низкоразмерных проводниках 79
3.2. ВЗП-флуктуации в терагерцовых спектрах диэлектрического отклика одномерного проводника TTF-TCNQ 82
3.3. ВЗП-флуктуации в терагерцовых спектрах диэлектрического отклика одномерных проводников Ко.зМоОз и (ТаБе4)21 87
3.4. Двумерный проводник ІТ-ТаБг: ВЗП-парапроводимость? 92
3.5. Электронные свойства одномерных проводников семейства SrNb03.5-x 97
Глава IV. Динамика носителей заряда в спин-лестничном соединении Sr14-xCaxCu2404i 104
4.1. Физические свойства спин-лестничных купратов семейства Sri4-xCaxCu2404i 104
4.2. Обнаружение волны зарядовой плотности в подсистеме СигОз-лесенок Sri4CU2404i
4.3. Подавление состояния с волной зарядовой плотности в Sri4-xCaxCu2404i при легировании кальцием 118
4.4. Динамика носителей в СиОг-цепочках LaySri4-x-yCaxCu2404i 130
Глава V. Терагерцовая спектроскопия высокотемпературных сверхпроводников 137
5.1. Оптическая спектроскопия высокотемпературных сверхпроводников 137
5.2. «Аномальное» поглощение электромагнитного излучения в сверхпроводящей фазе высокотемпературных сверхпроводников 142
5.3. Терагерцовые-инфракрасные спектры монокристалла Lai,g5Sro.i5Cu04". сверхпроводящий конденсат и «остаточное» поглощение 149
5.4. Поперечный джозефсоновский плазмон в ВТСП-купрате SmLao.85Sr0.i5Cu04-5 154
Глава VI. Терагерцовая спектроскопия основного состояния в соединениях с тяжёлыми фермионами и с промежуточной валентностью 163
6.1. Магнитное упорядочение и сверхпроводимость в тяжёлых фермионах 163
6.2. Природа тяжёлых квазичастиц в соединениях ІЛМгАІз и ІЛЧз 164
6.3. Электродинамические свойства когерентного состояния в полупроводниках с промежуточной валентностью SmB6 и YbBn 170
6.3.1. Терагерцовая диэлектрическая спектроскопия гексаборида самария SmB6-171
6.3.2. Терагерцовая диэлектрическая спектроскопия додекаборида иттербия YbBi2 178
6.4. О природе тонкой структуры гибридизационной щели в SmB6 и YbB^ 184
Заключение 187
Список литературы
- Волны зарядовой плотности в одномерных проводниках
- Метод диэлектрической ЛОВ-спектроскопии
- ВЗП-флуктуации в терагерцовых спектрах диэлектрического отклика одномерного проводника TTF-TCNQ
- Обнаружение волны зарядовой плотности в подсистеме СигОз-лесенок Sri4CU2404i
Введение к работе
Последние два-три десятилетия характеризуются возрастанием интереса к исследованиям проводящих веществ, в которых носители тока не могут рассматриваться как независимые, как, например, в обычных металлах или полупроводниках. Эти вещества классифицируются как электронно-коррелированные. Их физические свойства определяются взаимодействием между собой отдельных электронов, причём энергия этого взаимодействия (через зарядовую, спиновую, орбитальную или фононную степень свободы) сравнима со средней кинетической энергией электронов или превышает её. Это проявляется в виде целого набора ярких физических свойств, таких как высокотемпературная сверхпроводимость, колоссальное магнетосопротивление, особенности, связанные с образованием тя-жёлофермионного состояния и состояния с промежуточной валентностью, волн зарядовой и спиновой плотности в низкоразмерных проводниках, квантовый эффект Холла в двумерном электронном газе и др. Перспективность исследования природы электронных корреляционных эффектов связана, с одной стороны, с их возможными практическими применениями (например, высокотемпературной сверхпроводимости или чрезвычайной чувствительности электрических свойств материалов к внешним воздействиям - давлению, температуре, магнитному полю). Кроме того, коллективные многоэлектронные эффекты не могут быть описаны в рамках известных и устоявшихся представлений о ферми-жидкостном поведении конденсата невзаимодействующих (или слабовзаимодействую-щих) квазичастиц. Это стимулирует пересмотр известных и разработку новых концепций, рассматривающих, например, роль электрон-электронного, электрон-фононного и элек-трон-магнонного взаимодействий, описание которых выходит за рамки теории возмущений. Важность таких взаимодействий в системах с коррелированными электронами становится превалирующей, что способствует углублению представлений о физических и химических свойствах твёрдых тел. Не вызывает сомнений, что исследование природы явлений, обусловленных сильными электронными корреляциями, находится сегодня среди главных тем физики конденсированного состояния и будет оставаться таковым в течение ближайших десятилетий.
Стремление понять и смоделировать свойства веществ с электронными корреляциями стимулирует совершенствование известных и разработку новых экспериментальных методов исследования. Важное место среди таких методов занимает оптическая спектроскопия, уже сыгравшая одну из ключевых ролей в развитии представлений о фундаментальных свойствах металлов, полупроводников и БКШ-сверхпроводников. Адекватность метода в рассматриваемом случае обусловлена тем, что «рабочее» электромагнитное из-
лучение фактически напрямую зондирует электронный конденсат, что позволяет бесконтактным способом определять такие важные микро- и макроскопические его характеристики (и их зависимости от температуры, магнитного поля, давления и т.д.) как концентрация носителей заряда, их подвижность, эффективная масса, частота релаксации, плазменная частота, тип рассеяния, щели и псевдощели в спектре плотности состояний и т.д. Электронные корреляции должны сильно сказываться на температурном поведении фундаментальной электрической характеристики проводника - статического электросопротивления ро (или статической электропроводности о"о=1/ро) - и вызывать отклонения от зависимостей ро(Т), типичных для простых металлов или полупроводников. Оптическая спектроскопия предоставляет возможность при фиксированной температуре реализовать чрезвычайно информативную «развертку» проводимости или сопротивления по другому важнейшему параметру - частоте v (или энергии hv). Этот метод основан на исследовании температурно-частотного поведения диэлектрического отклика, т.е. спектров проводимости c(v,T) и диэлектрической проницаемости e'(v,T). Измерение этих спектров позволяет судить о наличии в системе характерных энергий и получать информацию о соответствующих физических явлениях. При этом важная роль отводится модели Друде, описывающей электродинамический отклик коллектива невзаимодействующих носителей заряда: любые межэлектронные взаимодействия должны приводить к отклонениям от известных друдевских зависимостей этого отклика, что и составляет предмет спектроскопического исследования. Следует отметить, что типичные энергии, характеризующие электронно-коррелированные состояния в твёрдых телах, как правило, составляют доли элек-тронвольта или единицы миллиэлектронвольт. Соответственно, особенности, исследование которых имеет ключевое значение для понимания природы элементарных возбуждений, динамики квазичастиц, коллективных мод, энергетических щелей и псевдощелей, располагаются в дальней инфракрасной или ещё более низкочастотной области спектра -терагерцовой. Эта область, соответствующая частотам порядка 1 ТГц=10 Гц, является очень неудобной, а часто и вовсе недоступной для проведения измерений с помощью стандартных спектроскопических методик. Здесь оказываются непригодными отработанные методы соседних (по отношению к терагерцовому) СВЧ- и инфракрасного диапазонов, в особенности, если дело касается изучения проводящих (сильно-поглощающих, сильно-отражающих) материалов. Как результат, надёжных экспериментальных данных по оптическим свойствам проводников с электронными корреляциями на частотах <1 ТГц в литературе практически нет, что является сдерживающим фактором при решении задач физики коллективных электронных состояний. Этим определяется актуальность настоящего исследования, в рамках которого были выполнены первые систематические количе-
ственные измерения терагерцовых спектров диэлектрического отклика ряда модельных представителей класса электронно-коррелированных материалов с использованием разработанной в Институте Общей Физики им. А.М.Прохорова РАН уникальной техники монохроматической терагерцовой (субмиллиметровой) ЛОВ-спектроскопии (ЛОВ - лампа обратной волны, генератор излучения). Диапазон частот, перекрываемый современными ЛОВами, простирается от «30 ГГц до «1500 ГГц. Исторически он обозначался как миллиметровый-субмиллиметровый. Под терагерцовыми частотами сегодня подразумевается более широкий интервал с границами от примерно 0.1 ТГц до (10 - 20) ТГц, и такой интервал, как правило, будет иметься в виду в рамках настоящей работы. В то же время, учитывая то, что подавляющая часть ключевых результатов работы была получена именно на ЛОВ-спектрометре, соответствующий диапазон частот (0.03 ТГц - 1.5 ТГц) в настоящей работе будет выделяться особо и часто именоваться как терагерцовый-субтерагерцовый.
Цель настоящей работы состояла в изучении природы электронных коллективных эффектов в твёрдых телах путём измерения терагерцовых спектров диэлектрического отклика ряда модельных представителей класса электронно-коррелированных материалов: низкоразмерных проводников, спин-лестничных структур, сверхпроводников, проводников с тяжёлыми фермионами и полупроводников с промежуточной валентностью.
В качестве конкретных задач предполагалось:
разработать спектроскопические методики, обеспечивающие возможность проведения прямых (без использования соотношений Крамерса-Кронига) количественных измерений терагерцовых спектров динамической проводимости и диэлектрической проницаемости проводников и сверхпроводников;
использовать разработанные методики для исследования:
- динамики состояния с волной зарядовой плотности и коллективного механизма
проводимости в одномерных и двумерных проводниках;
- механизмов формирования основного состояния и природы сверхпроводимости в спин-
лестничном соединении Sri4-xCa\xCu2404i - единственном сверхпроводящем купрате с
яедвумерной (одномерной) структурой медь-кислородных комплексов;
особенностей низкоэнергетического (энергии, меньшие по сравнению с энергией сверхпроводящей щели) электродинамического отклика высокотемпературных сверхпроводников;
природы основного состояния в проводниках с тяжёлыми фермионами и в полупроводниках с промежуточной валентностью.
Научная и практическая ценность работы состоит в следующем.
В диссертации впервые экспериментально зарегистрированы явления, возможность существования которых предсказывалась теоретически - поперечное плазмонное возбуждение в слоистом сверхпроводнике и состояние с волной зарядовой плотности в спин-лестничном купрате . В ВТСП-купратах экспериментально обнаружена качественно иная по сравнению с БКШ-сверхпроводниками (s-типа) температурная зависимость поглощения низкочастотного электромагнитного излучения, однозначного объяснения природы которой пока нет.
Впервые на терагерцовых частотах получены количественные данные но электродинамическим свойствам ряда проводящих и сверхпроводящих материалов, которые могут быть использованы при конструировании приборов, например, терагерцовых и инфракрасных детекторов и смесителей на основе ВТСП-соединений.
Разработаны квазиоптические методики, позволяющие проводить прямые количественные измерения терагерцовых электродинамических характеристик проводящих и сверхпроводящих материалов. Эти методики могут быть использованы не только на ЛОВ-сиектрометрах, но и на других терагерцовых и инфракрасных спектрометрах, а также с применением других источников терагерцового и инфракрасного излучения - лазеров на свободных электронах, синхротронов и др.
Научная новизна полученных результатов состоит в следующем:
Впервые на терагерцовых частотах, 100 ГГц - 1500 ГГц, на количественном уровне определены спектры проводимости и диэлектрической проницаемости ряда ти-пичных представителей класса материалов с электронными корреляциями: сверхпроводников, низкоразмерных проводников, соединений со спин-лестничной структурой, проводников с тяжёлыми фермионами и полупроводников с промежуточной валентностью.
Обнаружено качественное отличие электродинамических свойств модельных одномерных проводников TTF-TCNQ, К0.3М0О3 и (ТаБе4)2І от свойств обычных металлов: в металлической фазе в присутствии флуктуации параметра порядка - волны зарядовой плотности - наряду со стандартной друдевской компонентой в спектрах электродинамического отклика обнаружены новые особенности - возбуждение на частоте -0.1 ТГц и дополнительный коллективный вклад в статическую проводимость.
Обнаружен теоретически предсказанный фазовый переход в состояние с волной зарядовой плотности в единственном среди сверхпроводящих купратов материале с недвумерной (одномерной) структурой медь-кислородных комплексов - в спин-лестничном СОеДИНеНИИ Sri4-xCaxCU2404l.
Обнаружено теоретически предсказанное коллективное возбуждение в слоистых сверхпроводниках - поперечный джозефсоновский плазмон. Возбуждение зафиксировано в сверхпроводящей фазе купрата SmLai.xSrxCu04-5, элементарная ячейка которого содержит два вида изолирующих прослоек между сверхпроводящими плоскостями Си02.
Обнаружена качественно иная температурная зависимость поглощения электромагнитного излучения в ВТСП-купратах по сравнению с БКШ-сверхпроводниками (s-типа): в купратах поглощение излучения с энергией кванта, меньшей величины сверхпроводящей щели, резко возрастает в сверхпроводящей фазе, в то время как в БКШ-сверхпроводниках поглощение падает.
В спектрах тяжёлофермионного соединения UPa^Ab впервые зарегистрированы эффекты, не вписывающиеся в стандартные представления о ферми-жидкостном поведении тяжёлых фермионов - возникновение в плотности состояний щели с величиной порядка 0.2 мэВ и дополнительного друдевского пика с шириной менее 0.03 ТГц. Установлено, что природа этих эффектов связана с взаимодействием мобильных квазичастиц с магнитно-упорядоченной фазой, и что такое взаимодействие должно лежать в основе формирования тяжёлых квазичастиц.
Практически все объекты исследования представляли собой уникальные монокристаллические образцы высокого качества, приготовленные и охарактеризованные в ведущих научных центрах России, Германии, Дании, США, Франции, Швейцарии и Японии.
Основные диссертационные результаты опубликованы в 51 статье (ведущие отечественные и международные журналы), докладывались и обсуждались на семинарах Института Общей Физики им. А.М.Прохорова РАН и следующих конференциях:
Международная конференция по инфракрасным и миллиметровым волнам (Марсель 1983 г., Колчестер 1993, Карлсруэ 2004 г., Виллиамсбург 2005), Международная конференция по прыжковому транспорту (Братислава 1987, г.), Рабочее совещание по проблемам высокотемпературной сверхпроводимости (Свердловск-Заречный 1987), Международная конференция «Органические материалы для электроники и приборостроения», Ташкент 1987), Всесоюзная школа-семинар (Саратов 1988, Москва 1989), Всесоюзный семинар "Физика электронных структур на основе высокотемпературной сверхпроводимости" (Москва 1989), Всесоюзная конференция по высокотемпературной сверхпроводимости (Киев 1989), Европейская конференция по высокотемпературным плёнкам и монокристаллам (Вштронь, Польша 1989), Двусторонний семинар СССР-ФРГ (Таллинн 1989, Карлсруэ 1990), Советско-Польский семинар "Высокопроводящие органические материалы для молекулярной электроники" (Черноголовка 1990), XXII Европейский симпозиум по
динамическим свойствам твердых тел (Шеллерхау, Германия 1992), Всемирный конгресс по сверхпроводимости (Мюнхен 1992), Конференция Американского Физического Общества (Сиэтл 1993, Монреаль 2004, Лос Анжелес 2005), Международный симпозиум по новым электронным состояниям в молекулярных проводниках (Токио 1994), Совещание по нефермижидкостным свойствам одномерных проводников (Лос Анжелес 1995), Конференция по низкоэнергетической электродинамике твердых тел (Триест 1995, Аскона 1997, Пеш 1999, Монтаук 2002, Банц 2004), Совещание по миллиметровой спектроскопии твердых тел (Лос Анжелес 1996), Германо-Французское совещание по пониженной размерности и электронным корреляциям в некупратных окислах переходных металлов и в бронзах (Фрейбург 1999), Совещание Немецкого Физического Общества (Вальбеберг 2001, Гамбург 2001, Регенсбург 2002, Дрезден 2003, Кёльн 2004, Берлин 2005), Международная конференция по сильным корреляциям в твердых телах (Карлсруэ 2004), Международный симпозиум по сверхпроводимости (Нигата 2004), Всероссийский семинар по радиофизике миллиметрового и субмиллиметрового диапазона (Нижний Новгород 2005), Международное совещание по электронным кристаллам (Каргез 2005), Международная конференция «Последние достижения в классе низкоразмерных проводников с волной зарядовой плотности» (Скраден 2006), Международный симпозиум по аномальным квантовым материалам (Окинава 2006), Объединённая 32я Международная Конференция по Инфракрасным и Миллиметровым Волнам и 15я Международная Конференция по Терагерцовой Электронике (Кардифф 2007).
Диссертационная работа состоит из введения, шести глав, заключения и списка цитированной литературы. Содержание диссертации отражено в оглавлении.
Волны зарядовой плотности в одномерных проводниках
В 1964 году Литтлом была опубликована статья [14], в которой высказывалась идея о возможности реализации в одномерном проводнике сверхпроводимости с температурой перехода, намного превышающей комнатную. Идея состояла в том, чтобы вместо фононного механизма притяжения электронов в куперовской паре использовать более высокоэнергетический экситонный механизм. Литтл предложил вариант реализации своей идеи в одномерном органическом кристалле, структурная единица которого состоит из протяженного молекулярного остова с боковыми легко поляризующимися молекулами-отростками. При определенных условиях избыточный положительный заряд на отростках-поляризаторах, возникающий (индуцируемый) при движении электронов вдоль остова, мог бы обеспечить эффективное притяжение между электронами и их объединение в ку-перовские пары. Типичные энергии электронных (экситонных) возбуждений соответствуют температурам порядка 104 К — 105 К, т.е. намного больше дебаевских фононных энергий (несколько сот градусов Кельвина), на чём и основывалась надежда получить высокие критические температуры в одномерных проводящих кристаллах. Идея Литтла послужила мощным стимулом к исследованию свойств уже известных к тому времени и к синтезу и изучению новых органических и неорганических одномерных проводников. Многолетние поиски сверхпроводимости увенчались успехом лишь в 1979 году, когда был открыт первый органический сверхпроводник состава TMTSF2PF6, правда с температурой перехода всего около 1 К [15,16]. К настоящему времени синтезирован целый ряд (более пятидесяти) органических сверхпроводников с критическими температурами, лежащими в пределах от 0.4 К до (всего лишь) 12 К (при нормальном атмосферном давлении). Эти материалы проявляют типичные для сверхпроводников свойства - падение до нуля сопротивления и эффект Мейсснера. В то же время вопрос о механизме сверхпроводимости в них остаётся открытым.
Замечательным в определенном смысле является сам факт создания синтетических металлов - веществ, в состав которых не входят атомы металлов, но которые тем не менее обладают всеми признаками проводников металлического типа - высокой проводимостью, её металлическим ходом, сверхпроводимостью (см. Рис. 1.2). Такие характеристики органические проводники проявляют лишь в одном направлении, что связано с их молекулярным строением. Структурно они состоят из протяженных стопок плоских молекул [17]. Расстояние между молекулами в стопке мало, а между молекулами разных стопок велико. В результате электронные волновые функции в цепочке (стопке) перекрываются, соответствующие электроны коллективизируются и могут свободно перемещаться вдоль цепочек (Рис. 1.2). Перекрытие волновых функций молекул соседних цепочек мало, поэтому электроперенос между цепочками значительно более затруднён. В случае неорганических одномерных проводников одномерная проводимость реализуется как результат делокализацин электронов из-за перекрытия волновых функций вдоль направления тесно расположенных структурных единиц, например, октаэдров МоОб в РчЬо.зМоОз (Глава III). Следствием является сильная анизотропия физических свойств, в частности, сопротивления (Рис. 1.3).
Несмотря на «неудачу» в реализации высокотемпературной экситонной сверхпроводимости в органических сверхпроводниках, многолетняя активность исследователей привела к возникновению фактически отдельной отрасли физики твердого тела - физики низкоразмерных проводников. Оказалось, что такие проводники обладают целым рядом особых интереснеГииих свойств, присущих им именно в силу их пониженной размерности и достойных специального изучения. К таким свойствам следует отнести коллективные нестабильности типа волн зарядовой и спиновой плотности, сверхпроводимость, новый тип линейного и нелинейного электропереноса в твёрдом теле за счёт динамики волн зарядовой плотности, различного рода фазовые переходы, вызванные внутренним беспорядком и дефектами, флуктуационные эффекты и др. [18,19]. В настоящее время наблюдается новая волна интереса к одномерным проводникам, обусловленная предположениями о том, что электронный газ в строго одномерном случае должен проявлять свойства, в корне отличные от свойств коллектива ферми-квазичастиц - такие как разделение зарядовой и спиновой степеней свободы (см., например, [20,21]).
Ярким явлением, фактически определяющим основные специфические свойства одномерных и двумерных проводников н лежащим в основе коллективного типа проводимости, является неустойчивость таких систем к образованию волн зарядовой плотности (ВЗП). Такие неустойчивости были впервые теоретически рассмотрены Пайерлсом [22] и Фрёлихом [23]. Благодаря особой геометрии (нестингу) поверхности Ферми, одномерный металл при сколь угодно малом электрон-фононном взаимодействии является неустойчивой системой и переходит в диэлектрическое состояние при некоторой (пайерлсовской) температуре Тр. В отсутствии электрон-фононного взаимодействия одномерному металлу соответствовал бы закон дисперсии в основном состоянии, схематически изображенный на Рис. 1.4 вверху: электроны заполняют зону вплоть до энергии Ферми с максимальным фермиевским импульсом kp, а ионы решетки расположены на одинаковом расстоянии а друг от друга. При «включении» электрон-фононного взаимодействия оказывается энергетически более выгодным состояние, когда в решетке появляется сверхструктура с пространственным периодом X, связанным с импульсом Ферми кр соотношением Х=2л/2кр=л/кр. При этом в спектре электронных состояний над уровнем Ферми возникает энергетическая щель 2А (РисЛ .4 внизу), что ведет к понижению энергии электронов.
Метод диэлектрической ЛОВ-спектроскопии
Начатые ещё в шестидесятых годах прошлого века работы по методическому и техническому освоению миллиметрового-субмиллиметрового диапазона [90,91,92] к настоящему времени увенчались созданием высокоэффективных ЛОВ-спектрометров с рабочим диапазоном, простирающимся от 30 ГГц до почти 1500 ГГц; в волновых числах от 1 см"1 до почти 50 см"1; в длинах волн от 1 см до 200 мкм; в энергетических единицах от 0.13 мэВ до 6 мэВ. Мы не будем рассматривать варианты ЛОВ-спектрометров, предназначенных для газовой спектроскопии высокого разрешения [93] или основанных на использовании лучеводных измерительных трактов [94] и открытых резонаторов [95], хотя безусловным достоинством последних является чрезвычайно высокая чувствительность к измерению электродинамических параметров веществ [95,96,97]. Ниже описан квазиоптический ЛОВ-спектрометр, разработанный в Институте общей физики им. А.М.Прохорова РАН и предназначенный для измерений терагерцовых-субтерагерцовых диэлектрических спектров твердых и жидких образцов.
Важным элементом спектрометров является генератор излучения - лампа обратной волны. Устройство и принцип действия ЛОВ описаны в литературе (см., например, [87,110,111,112]). С точки зрения применения для спектроскопии ЛОВы являются уникальными приборами. Они компактны и предоставляют в распоряжение исследователя интенсивное, поляризованное, монохроматическое излучение, частота которого может непрерывно перестраиваться электронным способом, причем величина перестройки может составлять ±30% от центрального значения, см. Рис.2.2. Принцип действия ЛОВ-спектрометров описан в деталях в [87,113,114,115]. Он основан на измерении двух характеристик образца, приготовленного в виде плоскопараллельпой пластинки: коэффициента пропускания Тг и фазового сдвига ф волны, прошедшей сквозь такой образец, см. Рис.2.3 (при необходимости измеряется и коэффициент отражения, см. ниже). В общем виде соответствующие выражения для коэффициентов пропускания и отражения плоскопараллельного слоя, находящегося между двумя средами с различными оптическими характеристиками, в комплексном виде записываются в следующем виде (см., например, [116]):
Кроме того, 8г = (п2 + ік2), где d - толщина слоя, X - длина волны излучения. Величи ны Тг и ф могут быть рассчитаны из выражения (2.1). Из измеренных спектров Tr(v) и ф(у) путем решения соответствующей системы двух уравнений рассчитываются спектры оптических параметров материала образца - коэффициента преломления п и коэффициента ослабления к, на основе которых, в свою очередь, можно вычислить спектры любых других электродинамических характеристик - комплексной диэлектрической проницаемости, с =с +іє", динамической проводимости а = 5і+Ю2, импеданса и т.д.
Квазиоптические конфигурации для измерения спектров коэффициентов пропускания и отражения, а также фазового сдвига показаны на Рис.2.4. Выходящее из ЛОВ в открытое пространство излучение коллимируется в илоскопараллельный пучок линзой (полиэтилен или Тефлон, фокусное расстояние б см) и после прохождения измерительной схемы фокусируется такой же линзой на входное окно детектора (акустическая ячейка Го-лея или охлаждаемый болометр). Схема включает двулучевой интерферометр Рождественского, показанный на Рис.2.4а. При измерения спектра пропускания используется одно из плеч интерферометра, в которое помещается образец (при температурных измерениях -в криостате). Поскольку поперечные размеры пучка составляют порядка одного-нескольких сантиметров (в зависимости от частоты используемой ЛОВ), излучение фокусируется на образец с помощью двух дополнительных линз с фокусным расстоянием 12 см. Спектр пропускания записывается в два этапа. Вначале происходит сканирование частоты ЛОВ, и снимается частотная зависимость интенсивности сигнала Ьез o6pa3ua(v) на приемнике без образца в измерительном тракте, затем 1собразцом (v) -при наличии образца. Абсолютная величина коэффициента пропускания образца получается делением двух соответствующих МаССИВОВ ЧИСел: Tr(v)= 1с образцом МЛбезобразца ).
Для измерения фазового сдвига используется второе, опорное плечо интерферометра. Так как делителем излучения является одномерная проволочная сетка, излучение в обоих плечах интерферометра имеет взаимно ортогональную поляризацию. Одновременно делитель служит и эффективным поляризатором излучения (см. Рис.2.5), что необходимо при измерении анизотропных образцов. Для обеспечения интерференции лучей, идущих из разных плеч интерферометра к приемнику, используется анализатор - еще одна сетка, проводники которой ориентированы под углом 45 градусов по отношению к векторам электрического поля пучков в обоих плечах интерферометра.. С помощью электронной системы обратной связи, использующей фазовый модулятор и подвижное зеркало (см. Рис.2.4), при сканировании частоты генератора интерферометр поддерживается в состоянии, обеспечивающем минимальный интерференционный сигнал на детекторе. Измерение фазового сдвига проводится в два этапа.
ВЗП-флуктуации в терагерцовых спектрах диэлектрического отклика одномерного проводника TTF-TCNQ
Органическое соединение TTFCNQ остаётся, по-видимому, наиболее детально и всесторонне исследованным из семейства органических одномерных проводников. Структурно оно состоит из цепочек (стопок) донорных молекул TTF (тетратиофульва-лен) и акцепторных молекул TCNQ" (тетрациан-п-хинодиметан). Перенос заряда - неполный, в среднем 0.59 (при Т=300 К) на молекулу [157]. Статическая проводимость вдоль проводящих стопок (ось Ь) и анизотропия проводимости при комнатной температуре составляют, соответственно, оц»1000 Ом см"1 и о"ц/о"і«103. С понижением температуры обе эти величины возрастают и достигают максимальных значений при Т«58 К: ац(58 К)/Ст((300 К)=10 - 100 и о-/оі(58 К) 6 10 [157;158]. При дальнейшем охлаждении происходят три фазовых перехода: второго рода при 54 К и 49 К и первого рода при температуре 38 К, ниже которой материал становится диэлектриком. Природа переходов связывается с возникновением и динамикой несоразмерных (волновой вектор 0.295 Ь) ВЗП на соседних цепочках TTF (при 49 К) и TCNQ (при 53 К). Соответствующие ВЗП-структуры наблюдались с помощью сканирующего туннельного микроскопа с молекулярным разрешением [159].
Для наших измерений [121,160,161,162] мы использовали монокристаллические образцы высокого качества, приготовленные по методике, описанной в [163]. Монокристаллы имели размеры примерно 5 2 0.2 мм3. Для измерений готовились мозаики, составленные из нескольких кристаллов. На ЛОВ-спектрометре измерялись спектры пропускания тонких («10 мкм) мозаичных образцов. Кроме того, при комнатной температуре были измерены ТГц-спектры коэффициента отражения от а) мозаики из неполированных кристаллов и б) от мозаики с полированной поверхностью. В обоих случаях были получены одинаковые значения коэффициента отражения R(10 см 1)=93% ± 1%, величина которого совпадает со значением, рассчитанным из измеренных проводимости и диэлектрической проницаемости TTFCNQ. Это свидетельствует о том, что в процессе приготовления тонких образцов не происходило изменения их электродинамических свойств на ТГц-частотах.
Экспериментальные результаты представлены на Рис.3.2 - 3.5. На Рис.3.2 показаны температурные зависимости для продольных (ЕЬ) проводимостей: статической, микроволновой на частоте 9.1 ГГц [164] и измеренной нами на частоте 300 ГГц (10 см"1). Видно качественно иное температурное поведение в металлической фазе (Т Твзп) ТГц-проводимости в сравнении со статической и микроволновой проводимостями: начиная с комнатной температуры проводимость на частоте 300 ГГц при охлаждении падает, в то время как статическая и микроволновая проводимости возрастают. При этом при высоких температурах проводимость и диэлектрическая проницаемость в терагерцовом диапазоне не зависят от частоты (Рис.3.3), что свидетельствует о друдевском характере проводимости на свободных носителях (1.1). Наблюдаемое температурно-частотное поведение проводимости и диэлектрической проницаемости TTFCNQ мы объясняем тем, что при комнатной температуре, а также и при более низких температурах (но всё ещё в металлической фазе) диэлектрический отклик этого соединения на ТГц-частотах определяется свободными носителями, термически активируемыми через пайерлсовскую псевдощель, которая присутствует в спектре электронных состояний уже при комнатной температуре.
В недавних работах [167] по фотоэмиссионной спектроскопии с угловым показано, что температурное поведение характеристик зонной структуры TTFCNQ может быть описано в рамках одномерной модели Хаббарда с сильными электронными корреляциями, что может привести к эффекту разделения спина и заряда. Это говорит о более сложной (в сравнении с элек-трон-фононным механизмом Пайерлса-Фрёлиха) природе псевдощели, наблюдаемой в фотоэмиссионных и инфракрасных спектрах TTFCNQ при высоких (Т Твзп) температурах. Одновременно с этим, тот факт, что нами наблюдаются признаки непшшингован-ного фрёлиховского фазона, возможно, говорит о соизмеримом вкладе в (динамическую и статическую) проводимость как от электрон-электронных корреляций, так и от фрёлихов-ской проводимости за счёт электрон-фононного взаимодействия. Ситуация несколько осложняется ещё и наличием в TTFCNQ двух проводящих подсистем - цепочек TCNQ и цепочек TTF, на которых два соответственно упомянутых взаимодействия могут играть определяющую роль [167,171].
Низкотемпературные терагерцовые спектры TTFCNQ (Рис.3.3) указывают на наличие сильно демпфированного возбуждения на частоте около 40 см"1. Это возбуждение уже наблюдалось в ряде работ по инфракрасной спектроскопии TTFCNQ. Ранее высказывалось предположение, что оно представляет собой пиннингованный фрёлиховский фа-зон. Наши терагерцовые измерения позволили прояснить противоречивую ситуацию относительно частотного положения этого фазона, которое, как говорилось выше, должно вносить положительный вклад в низкотемпературную диэлектрическую проницаемость не менее ,Л\ЮГП{) = 3000-3500 [168,169]. Согласно Рис.3.3, на терагерцовых частотах величина диэлектрической проницаемости составляет (5/0» 170, что много меньше по сравнению с микроволновыми данными и свидетельствует о том, что пиннингованная мода Фрёлиха должна находиться ниже 8 см" . И действительно, в последующей работе [170] в низкотемпературных спектрах проводимости и диэлектрической проницаемости TTFCNQ в продольной поляризации на частотах 5 МГц - 1000 МГц было обнаружено возбуждение с вкладом Ас«106, которое интерпретируется авторами как пиппингованная ВЗП. Что касается возбуждения на vo«40 см 1, то его природа может быть связана с противофазными колебаниями ВЗП на соседствующих цепочках TTF и TCNQ [171].
Терагерцовые электродинамический отклик TTFCNQ сильно анизотропен. На Рис.3.4 и Рис.3.5 показаны температурные и частотные зависимости поперечных проводимости ах и диэлектрической проницаемости с" у. Температурные ход стх(ТГц) повторяет ход статической и микроволновой проводимостей, незначительно превышая их величины во всем интервале температур. Спектры oi(v) и e ±(v) не содержат дисперсии и поэтому могут быть описаны в рамках модели Друде с помощью формул (1.3) и (1.4). Тот факт, что при заметном температурном изменении проводимости а± величина с ± остается практически неизменной говорит о том, что плазма носителей тока в перпендикулярной поляризации является сильно переторможенной. Действительно, используя выражения для e i(v) в пределе низких частот (v«y) из Таблицы 1.1, имеем є\(у) є\(0) = 2-[4тгст±(0)/а [ ]2 и [4тсст±(0)/а)?]2 «г, т.е. Г1»со[ /с2. Сопоставление абсолютных величин оі(ТГц) и е і(ТГц) с данными статических и микроволновых измерений [172] показывает, что при всех температурах 5 К Т 300 К проводимость с ростом частоты возрастает, а диэлектрическая проницаемость — уменьшается. Это указывает на наличие соответствующей дисперсии в районе 1 см"1, связанной, вероятно [172], с прыжковым характером электропереноса в TTFCNQ в поперечной поляризации.
Обнаружение волны зарядовой плотности в подсистеме СигОз-лесенок Sri4CU2404i
На верхней панели Рис.4.4 представлены спектры e (v), e"(v) и o(v) кристалла Sri4Cu2404i, измеренные при различных температурах в поляризации Ес, т.е. когда вектор излучения Е направлен вдоль стоек лесенок. Помимо фононных линий (выше 100 см"1 и на частоте 10 см"1), спектры содержат особенности, типичные для электродинамического отклика одномерного проводника с волной зарядовой плотности. Механизм возникновения таких особенностей на микроскопическом уровне был рассмотрен в известной ра боте П.Литтлвуда [235]. Здесь была проанализирована реакция на внешнее переменное электромагнитное поле «деформируемой» (способной изменять форму, т.е. характеризующаяся внутренними степенями свободы) ВЗП, динамика которой экранируется свободными носителями (Рис.4.5а). Было показано, что в условиях однородного пиннинга отклик экранированного ВЗП-конденсата содержит чисто продольное и чисто поперечное возбуждения. Продольное отвечает плазменным колебаниям ВЗП, а поперечное - пиниин-гованному фрёлиховскому фазону (1.2). В реальных материалах необходимо учитывать неоднородный характер пиннинга, когда конфигурации потенциала разунорядочены на масштабах порядка % (длина Ли-Райса [236]). Как результат, характер чисто продольного плазменного колебания ВЗП становится смешанным, оно становится оптически активным и проявляется в спектрах проводимости в виде передемпфироваиной релаксационной моды на частоте 1/(2тио). При этом частота 1/(2тсто) изменяется с температурой активацион-ным образом с той же энергией активации, что и статическая проводимость. На Рис.4.5 показаны соответствующие расчётные спектры действительной и мнимой частей диэлектрической проницаемости, демонстрирующие типичный отклик одномерного проводника с ВЗП, взаимодействующей (экранируемой) со свободными носителями заряда в условиях неоднородного пиннинга.
Заключения работы [235] позволяют интерпретировать, как на качественном, так и на количественном уровне, многие эксперименты по низкочастотным электродинамическим свойствам классических одномерных проводников, таких как К03М0О3, (TaSe I, ТаБз, NbSe3 [191]; примеры температурно-зависимой релаксации в спектрах e (v) и c"(v) для (TaSe I и КозМоОз проиллюстрированы на Рис.4.5в,г. Хорошо согласуются с выводами этой работы и наши результаты по S114CU24O41 - как наличие характерной релаксации, так и температурное поведение её параметров, которое было определено путём обработки диэлектрических спектров с применением обобщённой модели Дебая: с{й))-сш =Ає/[1 + (ій)т0У-а] (4.1). В (4.1) Ае=о-енр- диэлектрический вклад, со и Снр- статическая и высокочастотная (high-frequency) диэлектрическая проницаемость, соответственно, то - среднее время релаксации, а величина 1-а описывает распределение времён релаксации. Температурная зависимость параметров релаксации, измеренной в SrnCi C i, показана на Рис.4.6. Как видно, величина диэлектрического вклада составляет порядка Дс=103-104, и частота релакса дни 1/(27іто) изменяется с температурой по активационному закону с той же энергией активации, что и статическая проводимость, т.е. 1/(2ято)сао.
Таким образом, наблюдаемое температурно-частотное поведение спектров с и с" позволяет нам связать происхождение релаксационной дисперсии с динамикой ВЗП в подсистеме лесенок. Возбуждение в спектре проводимости около 1 см"1, зафиксированное в работе [237], мы интерпретируем как фрёлиховский фазон. Картина характерного отклика проводника с ВЗП становится полной с учётом уменьшения при охлаждении проводимости на частотах ниже «1000 см"1, которое мы связываем с возникновением ВЗП-щели, величина которой отмечена вертикальной стрелкой на Рис.4.4, вверху. Температуру фазового перехода в ВЗП-состояние мы определяли по температурной зависимости статической проводимости - по положению максимума в зависимости логарифмической производной d(lnao)/d(T" ) (см. ниже Рис.4.8) - и но температурной зависимости диэлектрического вклада релаксации Ас(Т) (вставка на Рис.4.4); в соединении Sri4Cu2404i Твзп=210К.
Заметим: а) наши инфракрасные спектры в целом согласуются с инфракрасными спектрами, полученными в более ранних работах [238,239,240,241,242]; б) обнаружение нами в Sri4Cu2404i низкотемпературной фазы с ВЗП было позднее подтверждено в работе [243] на основе измерений спектров комбинационного рассеяния.
Необходимо отметить некоторые свойства обнаруженной в S114CU24O41 ВЗП, отличающие её от ВЗП в обычных одномерных проводниках. Если в последних ВЗП-переход является фазовым переходом типа «металл-полупроводник», то в Sri4Cu2404i уже высокотемпературная (Т Твзп) фаза характеризуется полупроводниковыми свойствами. Мы полагаем, что это может быть связано с сильными электронными корреляциями на лестницах и с установлением при Т Твзп фазы диэлектрика Мота-Хаббарда (заполнение в Sri4Cu2404i близко к половинному, кулоновское отталкивание электронов на узле велико, U=(3 - 4) эВ, U/4t l). Т.е. ВЗП-состояние на лестницах в Sri4Cu2404i может соответствовать случаю, промежуточному между ВЗП-упорядочением мобильных носителей и зарядовым упорядочением локализованных носителей.
