Таблица 2. Параметры гетероперехода графит 4К. Ы5 для разных
граней монокристалла при 298 К
| Грань | о, | С,, | с2) | R2, | w2, |
| Ом»'см'1 | мкФ/см2 | мкФ/см2 | Ом. см2 | Ом. см2/с1/2. | |
| (ЮО) | 0.296 | 27.8- | 64.8 | 0.010 | 47.8 |
| (ПО) | 0.303 | 14.8 | 30.6. | 0.022 | 78.2 |
| (111) | 0.300 | 9.3 | 30.5 | 0.040 | 98.1 |
Получена температурная зависимость импеданса Варбурга гетероперехода с монокристаллом
W2 = (1.86 ±0.16) 10»2Т*ехр [(0.068±0.010) еУ/кТ] Ом. см2/с1/2 (2) и гетероперехода с поликристаллом
W2 = (3.82 ± 0.01) 10»2Т*ехр [(0.056 ± 0.001) eV/kT] Ом. см2/с1/2. (3)
Параметры гетероперехода Ае/АадКМ/монокристалл), в котором серебро было нанесено вакуумным напылением, изменяются во времени. Установлено, что при этом напыленная пленка с течением времени перестает быть сплошной и исчезает. Это явление может быть связано с фотолитическим разложением Ag4RbJj при напылении или с высокой активностью напыленной пленки. Начальные емкостные параметры при 298К в напыленном варианте выше, чем для других гетеропереходов
(С = 25 мкФ/см2, С2=330 мкФ/см2).
Гетеропереходы с серебром, которое было нанесено в виде тонкой фольги, более устойчивы. Сопротивление переноса ионов через этот гетеропереход при 298К составляет 200...350 Ом*см2. Значения емкостных характеристик С и С2 ниже, чем для гетеропереходов с графитом.
Из исследований гетероперехода Au/AgjRbJs(монокристалл 1 показано, что импеданс на низких частотах определяется пластической деформацией. .
Из анализа температурных зависимостей константы Варбурга W2, характеризующей в модели адсорбционной релаксации двойного слоя (АРДС) диффузионный импеданс не основных носителей заряда,
определим природу этих носителей. Как было показано Е.А. Укше и Н.Г. Букун, в общем случае температурная зависимость постоянной Варбурга должна иметь вид
W/Г = W0exp [Em/2kT] * [l + сеехр(-ЕУкТ)] -3/2, где Се=Со/Сп, Сп - концентрация примесных анионных вакансий; С0ехр(-ЕДТ) - концентрация термических вакансий, Ef и Ет - соответственно энергия образования анионной вакансии и энергия активации прыжка. Отсюда следует, что при низких температурах, когда сеехр(-ЕДТ) 1,
W2/T = W0exp [Em/2kT], а при высоких температурах, когда сеехр(-ЕДТ) 1,
W2/T = W’0exp [(0.5Em + 1.5Ef) /kT].
Анализ температурных зависимостей W2 от температуры позволяет определить природу не основных носителей в модели АРДС. Экспериментальные результаты для монокристалла в контакте с серебром в координатах ln(W2/T), 1/Т образуют два линейных участка (рис.10): для температур выше 305.5К -
W2 = (3.09 ± 0.84) 10-4Т*ехр [(0.183 ± 0.007) еУ/кТ] Ом. см2/с,/2, (4) для температур ниже 305.5К
W2 = (1.62 ± 0.11) 10»2Т*ехр [(0.079 ± 0.002) еУ/кТ] Ом. см2/с»2. (5)
В случае поликристаллического образца с Ag-электродами при температурах выше 285К
W2 = (2.33 ±0.44) 10”4T*exp [(0. 190 + 0.005) eV/kT] OM. CM2/c1/2, (6) ниже 285К
W2 = (3.88 ± 0.36) 10»2Т*ехр [(0.063 ± 0.002) еУ/кТ] Ом. см2/с|/2. (7)
Следует отметить, что для ячеек с графитовыми электродами в интервале температур 253...323К наблюдали лишь одну ветвь линейной зависимости. Для монокристалла она отвечала уравнению (2) с энергией активации 0,068 eV, для поликристаллических образцов - уравнению (3) с энергией активации 0,056 eV, что в обоих случаях близко к низкотемпературным ветвям соответствующих зависимостей при серебряных электродах. Из уравнений (2), (3) и (4) - (7) получаем Ет= 0,11...0,16 eV и Ef - 0,07...0,08 eV в зависимости от состояния суперионного проводника и материала электродов. Учитывая численные значения Ет и Ef, а также учитывая соотношение D2 = D02exp [-(Em + Ef) /kT] и зависимость постоянной Варбурга от коэффициента диффузии не основных носителей, вычисляем энергию активации диффузии не основных носителей. Она составляет для диффузии по примесным дефектам 0,11...0,16 eV и для диффузии по собственным дефектам 0, 19...0,25 eV.
Неосновными носителями в Ag4RbJ5 могут быть как ионы Г, так и ионы Rb+. Однако энергии активации диффузии ионов J, полученные на монокристаллах 0,98 eV (интервал 444...501К) и на поликристаллах 0,58 eV (297...413К, Чеботин) существенно больше 0,25eV; полученной из анализа энергетических характеристик Варбурга. Энергия активации диффузии ионов рубидия 0,40 eV (поликристалл, Schroder, 1980). Поэтому не основными носителями, описываемыми импедансом Варбурга, в модели АРДС можно считать ионы рубидия Rb+. Этот вывод согласуется с результатами Н.Г. Букун.
Обнаружен перегиб температурной зависимости ln(RF/T) от 1/Т на границах Ag с поликристаллическими образцами Ag4RbJ5 и смеси (5Ag4RbJ5+Rb2AgT3) (рис.11). Показано, что температура перегиба 288-ЗОО К совпадает с температурой границы термодинамической нестабильности суперионика 300-308К в пределах погрешности. Причем у более мелкодисперсного образца температура перегиба ниже. Близость энергий активации для a-AgJ и высокотемпературных ветвей позволяет говорить об образовании тонкой пленки йодистого серебра на поверхности суперионика в контакте с серебряным электродом. Низкотемпературные ветви с энергией активации 0,083-0,103eV связаны с разложением поверхностных слоев вследствие нестабильности суперионика ниже 288-3Q0K. На монокристалле такого эффекта не наблюдается, по-видимому, вследствие низкой дефектности структуры.
В шестой главе приводятся экспериментальные и теоретические результаты по исследованию кинетики не основных носителей. Предлагается модель центра окраски. Исследуются процессы диффузии ионов йода и центров окраски.
Диффузия ионов йода в монокристаллах изучена для интервала 444...501 К. Для коэффициента диффузии получена зависимость
Dj - = {9,9* 10'2 ехр [-(0,98±0,08) эВ/кТ] }см2/с.
Учитывая низкое значение энергии активации (-0,58 eV), полученное Чеботиным и др. (1981) для диффузии ионов йода в поликристаллических образцах (интервал 296...413К), можно предположить, что в интервале 296...413К диффузия ионов У обусловлена примесными дефектами, а в интервале 444...501К - собственными.
Приблизительная оценка верхнего значения коэффициента диффузии ионов Г в монокристаллах при 298К позволяет получить значение 4*10'16 см2/с. Столь низкое значение коэффициента диффузии говорит о высокой «жесткости» анионной подрешетки в Ag4RbJ5 при комнатной температуре.
Коэффициент диффузии элементарного йода при температуре 418К меньше, чем 2*10»12 см2/с. Однако было замечено, что даже при 298К окраска йода быстро распространяется в глубину кристалла.
Диффузия центров окраски была исследована двумя методами. Первый метод, основанный на измерении скорости обесцвечивания монокристаллических пластинок, позволил получить зависимость
D={2,2* 10»2 ехр [-(0,33±0,02) эВ/кТ] }см2/с.
Вторым методом, заключающимся в анализе распределения концентрации центров окраски в диффузионной зоне (рис.12), получена близкая зависимость.
О={1,1*10»2ехр [-(0,31±0,04) эВ/кТ] }см2/с.
Наиболее вероятным процессом, протекающим на границе кристалла, является
½. *J2 о Г + h + Ag+m + VAg+ о AgJ + h + VAg+,(8)
где h - дырка, Ag+m - ион серебра в поверхностном слое. Окраска кристаллов, появляющаяся при взаимодействии с йодом, таким образом, должна быть приписана центрам окраски, в структуру которых входят дырки. Процесс окрашивания обратим, т.е. на поверхности кристалла дырки не только возникают, но и, при уменьшении концентрации адсорбированного йода, рекомбинируют на ионах йода. При этом образуются атомы и молекулы йода, которые могут десорбироваться. Процесс (8) предполагает образование в поверхностном слое кристалла определенной концентрации дырок. За счет высокой подвижности и за счет градиента концентрации дырки диффундируют в глубину кристалла. Для компенсации отрицательного заряда (заряда ионов йода) и избыточного положительного заряда в объеме кристалла должен возникнуть встречный поток ионов серебра. Аддитивное окрашивание суперионного проводника при комнатной температуре возможно только при высокой подвижности ионов серебра. Снижение коэффициента диффузии Ag+ повлечет за собой и снижение коэффициента диффузии центров окраски. Поэтому аддитивное окрашивание AgjRbJs при комнатной температуре связано с эффектом суперионной проводимости. Прямым следствием аддитивного окрашивания является образование слоя иодида серебра на поверхности, т.е. запорного слоя.
Эффект образования запорного слоя обнаружен при изучении диффузии центров окраски йода через монокристаллическую мембрану.
Проведены исследования гетероперехода (монокристалл Ag4RbJ5 окрашенный в парах йода) /графит при стационарной температуре. Причем монокристалл самопроизвольно обесцвечивался, теряя иод. Серия годографов вектора импеданса Rs,-1/соС5, показана на рис.13. Методом компьютерной оптимизации было показано, что минимальное значение функции ошибок имеет схема с двумя независимыми адсорбционными процессами - первая, отвечающая релаксации ионов Rb+, вторая - дефектов, связанных с центрами окраски (рис.Н. а). Обработка импедансных измерений показывает, что при обесцвечивании растут значения R3 и W3, а С3 снижается (табл.3), и при стремлении концентрации центров окраски к нулю цепь Сз, R3 > W3 блокируется, и мы имеем традиционную цепь, описывающую чистый гетеропереход. Показано, что для гетеропереходов с поликристаллическим супериоником отсутствует адсорбционная емкость в йодной цепи и процесс определяется сопротивлением и диффузионным импедансом Варбурга, т.е. система становится проводящей по постоянному току.
Получены температурные зависимости параметров гетеропереходов графит/ Ag4RbT5(mwiHKpHCTarui) с концентрацией центров окраски 2.1017 и 2» 1018 см-3. Обнаружено, что при увеличении концентрации центров окраски увеличиваются энергии активации для основных энергетических величин. Показано, что энергия активации диффузии ионов иода в области гетероперехода зависит от концентрации иода и меняется от 0,69 до 1,01 eV, что близко к результатам, полученным из диффузии меченого иода. Величина проводимости основных носителей изменяется мало и энергия активации составляет - 0,113 и - 0,106 eV соответственно. Эти значения совпадают со значениями энергии активации не йодированных образцов.