авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 |   ...   | 4 | 5 ||

«САБИР А.АЛИЕВ РАЗМЫТИЕ ФАЗОВЫХ ПЕРЕХОДОВ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ И ВЫСОКОТЕМПЕРАТУРНЫХ СВЕРХПРОВОДНИКАХ БАКУ – 2007 САБИР ...»

-- [ Страница 6 ] --

Для AgFeSe2 значения h, вычисленные по формулам (6.21) (6.23) соответствуют h2=13K, hм.с.=11,4К. На эксперименте ширина гистерезиса, в зависимости от исследуемого эффекта и температурной области (в области ФП) меняется, причем в некоторых случаях петли гистерезиса сильно асимметричны. Но асимметрия dL1/dT и dL2/dT для AgFeSe2 на много больше, чем и в случае модельного рассмотрения [36]. В частности ширина петли гистерезиса, определенная из (Т) соответствует h=13-18K;

из R(T) h=25K, a из (Т) доходит до h=25K.

Заметим, что наличие гистерезиса функции включения L(T), приводит к температурному гистерезису целого ряда физических параметров и их свойств в области ФП: аномальных частей теплоемкости, термического расширения, диэлектрической проницаемости и, как видим, электронных процессов.

Следует отметить, что явление гистерезиса может образоваться не только при учете кубических членов в функции F(T), но и в случае учета членов более высоких порядков нечетных степеней, например, члена пропорционального (Т-Т0)5. В этом случае, получается, пять значений для температуры РФП и несколько метастабильных состояний, которые обуславливают гистерезис. При определенных соотношениях коэффициентов разложения ai(i=0,1,2,3,4) можно получить даже двойную петлю гистерезиса. При учете более высоких членов разложения характер гистерезиса еще больше усложняется.

Аналогичные результаты относительно наличия гистерезиса могут быть получены и для других независимых переменных системы. Например, если меняется давление при постоянной температуре, то соответствующее дифференциальное уравнение для функции включения имеет вид dL = B( p) L(1 L) (6.28) dT Решение этого уравнения следующее:

1 L( p) = = { } (6.29) 1 + exp B( p )dp 1 + exp F ( p ) где F ( p ) = B ( p )dp (6.30) Используя соображения, аналогичные высказанным, для F(p) можно записать разложение F ( p) = (P P0 ) b (P P ) = (P P ) f ( p ) i (6.31) i 0 i = Проводя анализ (6.3.1), получим, в принципе те же результаты, что и в случае изменения температуры, в частности, обнаружим наличие гистерезиса при учете кубических членов разности (Р-Р0).

Аналогичные результаты можно получить и при дальнейшем обобщении, предполагая, что поведение функции включения определяется некоторыми произвольными независимыми параметрами. Труднее провести обобщение в том случае, когда L одновременно зависит от нескольких, хотя бы двух переменных.

Тогда уравнение (6.28) переходит в дифференциальное уравнение в частных производных более сложного типа, что требует особых исследований. Несмотря на математические трудности решения таких уравнений, но данный вопрос является актуальным для экспериментальных исследований.

ГЛАВА VII ЯВЛЕНИЯ ПЕРЕНОСА ЗАРЯДА И ТЕПЛА В ХАЛЬКОГЕНИДАХСЕРЕБРА В ОБЛАСТИ ФАЗОВОГО ПРЕВРАЩЕНИЯ § 7.1. Явления переноса заряда в халькогенидах серебра в области ФП В предыдущих главах отмечалась актуальность исследований физических свойств халькогенидов серебра и меди вблизи и в области фазовых превращений. Были упомянуты, что многие исследователи не уделяли достаточного внимания на поведение физических свойств именно в области ФП. Такая задача, конечно, требует особого подхода к проведению эксперимента в таком узком интервале температур. Уже говорилось, что в Ag2Te и Ag2Se перед и после СФП обнаруживаются дополнительные ФП и в области этих переходов на электрических свойствах проявляются дополнительные экстремумы. Безусловно, эти особенности должны сказаться на явлении переноса заряда в них, тем более, что при ФП происходит и существенное изменение зонных параметров.

Во второй главе отмечалась, что хотя исследованию электрических свойств халькогенидов серебра в окрестности ФП посвящено некоторое число работ, но вопросы явления переноса заряда в области ФП не рассматривались. На это обстоятельство было обращено внимание в работе [326] и с целью выявления влияния ФП на электронные процессы в халькогенидах серебра исследованы электрические свойства Ag2Te, Ag2Se и Ag2S в области ФП.

Рассмотрены температурные завмсимости электропроводности (Т) и коэффициента Холла R(T) для четырех образцов Ag2Te ;

стехиометрического состава с n = 2,81018 и 3,31018 см-3, с избытком Ag (0,05 ат.%) с n = 3,81018 см-3 и с избытком Te (0,01 ат.%) с n = 1,81018 см-3. Получено, что на кривых (Т) образцов стехиометрического состава (n = 2,81018 см-3 ) перед ФП в интервале 400 – 410 К наблюдается плато, при 410 К скачком уменьшается, в образе с n = 2,81018 см-3 при 415 – 420 К наблюдается и отступление от прямой, далее резко уменьшается до 420 К. В образце с избытком Ag в области 365 – 370 К наблюдается небольшой скачок, который на повторных экспериментах воспроизводится. В образце с n = 3,81018 см-3 в области 400 – 410 К на место плато, происходит резкое возрастание, который, проходя через максимум, также резко убывает в области 418 – 428 К появляется второй максимум. На температурной зависимости (Т) образца с n = 1,81018 см-3 небольшой подъем наблюдается только в области 403-418 К. Отмечается, что эта аномалии на зависимостях R(T) не проявляется и это, по видимому, связано с малыми значениями холловских полей в массивных образцах и не высоких магнитных (20 кЭ) полей. Но в отличие от R(T), на кривых термоэдс (Т) они проявляются даже намного четче, чем на (Т). Поскольку в данной работе внимание сосредоточено на исследование изменения подвижности и концентрации носителей заряда, то рассматриваются образцы вырожденным электронным газом, в которых произведение R соответствует их подвижности.

Рис.50. Температурная зависимость подвижности Ag2Te [343] Рис.51. Температурные зависимости (Т) и R(T) в Ag2Se [343] Рис.52. Температурная зависимость подвижности в Ag2Se [343] Из температурных зависимостей подвижности в Ag2Te U(T) видно, что (рис. 50) в области 405-415 К U во всех образцах проходит через максимум и для образцов с n = 2,81018 и 3,31018 см-3 при 415 422 К проявляется вторая ступенька.

Из экспериментальных данных R(T) и (Т) образцов Ag2Se с концентрацией n = 2,81018, 4,81018, 1,21018 и 2,11018 см-3 (рис. 51 а и в) видно, что их температурный ход соответствует проводимости для сильно вырожденных полупроводников. В двух образцах (n=2,81018 и 1,21018 см-3) перед ФП слегка возрастает. Небольшое возрастание U(T) (рис. 52) перед ФП наблюдается во всех образцах, но в области основного ФП U(T) скачком уменьшается. Величина скачка в Ag2Se больше, чем в Ag2Te и зависит от степени вырождения электронов;

в образце с n = 2,81018 см-3 отношение U/U=6,5, с ростом n до 2,11019 см-3 оно уменьшается до 2,5. Из данных (Т), R(T) и U(T) видно, что с ростом n температура ФП – Т0 смешается в сторону высоких температур. В третей главе подробно говорилось об этом и отмечалось, что это обусловлено возрастанием степени размытия ФП в Ag2Se.

Рис.53. Температурные зависимости (Т) и R(T) в Ag2Te [343] Рис.54. Температурная зависимость подвижности Ag2S [343] Рис.55. Температурная зависимость концентрации собственных носителей заряда ni в Ag2Te (1) и Ag2Se (2) [343] Из температурных зависимостей и R(T) (рис.53) в Ag2S видно, что при структурном фазовом переходе, в отличие от Ag2Te и Ag2Se, (Т) в нем возрастает более чем в 10 раз, коэффициент Холла R(T), при этом, уменьшается примерно в 2 раза, а подвижность электронов при ФП возрастает, почти в 5 раз (рис.54).

Из представленных данных наибольший интерес представляет то, что при одинаковых концентрациях электронов ФП в Ag2Te сопровождается скачкообразным уменьшением n, а в Ag2Se и Ag2S скачкообразным возрастанием электронов.

Как известно, всякое изменение связано соответствующими изменениями концентрации и подвижности носителей заряда (=еnU). Чтобы выявить причину изменения концентраций и подвижности электронов при ФП необходимо иметь сведения о зонных параметрах, энергетическом спектре и других параметрах носителей заряда, а также кристалла, в области перехода и в и фазах.

Для получения данных об изменении причин концентрации носителей заряда в области ФП очень важны данные о распределении собственной концентрации ni при ФП. Для определения ni g (2Vmn mp k0T )3 / 2 ni = e kT (7.1) 4h как видно, необходимы данные об эффективных масс электронов mn и дырок m и о ширине запрещенных зон и фаз. Для p кристаллов Ag2Te и Ag2Se эти данные имеются в работах [1-4] (II глава), в которых установлено, что в Ag2Te ФП сопровождается раскрытием щели, а в Ag2Se это приводит к ее скачкообразному уменьшению. Естественно, это должно соответствующим образом отразится на электронных процессах в целом. Используя данные о g, mn и m, полученные в этих работах, рассчитана ni для Ag2Te и p Ag2Se (рис.55). Видно, что в Ag2Te ni до ФП, почти на порядок больше, чем в Ag2Se, при переходе ni в Ag2Te скачком уменьшается в 4 раза, а в Ag2Se возрастает в 2 раза. Эти данные являются подтверждением того, что ФП на зонные параметры Ag2Te и Ag2Se оказывают противоположное действие.

Следует заметить, что в образцах Ag2Te с n=2,83,81018 см- электронный газ сильно вырожден, при ФП, хотя и происходит частичное снятие вырождения, но в силу того, что в нем в фазе g не превышает значения g=0,09эВ, электроны остаются вырожденными до 500К. На этих особенности обращено внимание в [1-4] и показано, что изменение концентрации свободных электронов в процессе ФП не полностью объясняются изменениями зонных параметров. Предполагается, что при ФП в Ag2Te происходит компенсация некоторой части свободных электронов дырками, источниками которых являются вакансии атомов серебра. Данные о концентрации свободных электронов ni и собственных электронов ni, (Т) и R(T), полученные при переходе находятся в согласии с выводами сделанными в [1-4].

Естественно, что исследование влияния ФП на явления переноса заряда не возможно рассматривать без анализа подвижности в области ФП.

Согласно электронной теории подвижности, при рассеянии носителей заряда на тепловых колебаниях решетки зависимость U от параметров, подверженных к изменениям при ФП, в случае не квадратичного закона дисперсии (к) и вырожденного электронного газа можно представить в виде [156] nV 3 V U on ~ U ak ~ и (7.2) nV 3 E 2 mn e mn где - плотность кристалла, Е- постоянная деформационного потенциала, mn - эффективная масса электронов на уровне Ферми, n- концентрация, V0- скорость звука в кристалле, 0- предельная частота оптических фононов, е- эффективный заряд электрона.

Для халькогенидов серебра показано, что при Т 300К электроны рассеиваются, в основном на акустических фононах [1-4]. В работе [327] показана, что в тройных халькогенидах серебра AgFeХ (х=Te, Se), обладающих идентичными ФП, при ФП уменьшается только на доли процента, а скорость распространения звука в области перехода, не велика и изменяется от кристалла к кристаллу незначительно (почти 22,5%), тогда из выражений (2) следует, что изменение подвижности при ФП должно зависит, в основном, от n и mn. Для четкого представления температурной зависимости подвижности в узкой области ФП в Ag2Te и Ag2Se, необходимо напомнить схему осуществления ФП в целом. Согласно работам [23, 24, 26] ФП происходит по этапно:

398408416425 для Ag2Te и 382408399406 для Ag2Se.

Переходы и относится к ФП типа смещения, при которых атомы в решетке слегка смещаются от исходных положений, но не приводят к значительному изменению симметрии кристаллической решетки, а переход относится ФП конструктивного (структурного) типа, при котором кристаллическая решетка полностью перестраивается и происходит сильное изменение его внутренней энергии.

Возрастание электропроводности и подвижности электронов в Ag2Te соответствует области и. Авторы [326] рассчитают, что возрастание в указанных областях, вероятно, происходит за счет возрастания n, поскольку ФП всегда являются следствием флюктуаций физического состояния, обусловленная неоднородностями, которые могут привести только к уменьшению подвижности. Авторы полагают, что в Ag2Te при ФП типа смещения в процессе смещения атомов серебра создаются условия локального возрастания n. Оценки показывают, что возрастания n в этих участках на ~50% описывает ход (Т) и U(Т). А скачкообразное уменьшение электропроводности и подвижности в области обусловлено возрастанием отношения эффективных масс электронов ( m m =1,5 раза), а также компенсацией некоторой части электронов дырками вакансий Ag [1-5]. Учет этих факторов в формуле Uon (2) описывает зависимость (Т) и U(Т) в Ag2Te в области ФП. Заметим, что в и фазах в Ag2Te рассеяние электронов на акустических фононах а области ФП переходит на рассеяние оптическими фононами.

Из данных температурных зависимостей (Т) и U(Т) в Ag2Se следует, что незначительное возрастания в области ФП проявилось в образце с n=2,81018 см-3, но на температурных зависимостях U(Т) возрастание заметно на всех образцах. Авторы полагают, что слабое изменение U(Т) в области в Ag2Se связано со слабым возрастанием концентрации электронов. Но в области и U уменьшаются сильнее, чем в Ag2Тe и величина скачка зависит от концентрации электронов. В образцах с высокими концентрациями U уменьшается в 2,6-3 раза, а с малыми концентрациями доходит до 7 раз. В отличии от Ag2Тe, в Ag2Se коэффициент Холла при перехода убывает и возрастание концентрации для образцов с высокой n составляет 34 раза, а для образцов с меньшей n, примерно в 2 раза. Для анализа данных о U (T)привлечены данные об изменении зонных параметров при ФП.

Согласно данным работ [1-5] в Ag2Se ФП сопровождается уменьшением g и mn и отношение m m в нем достигает 0,75.

Учет влияния m n на подвижность при рассеянии электронов на оптических акустических фононах приводит не к уменьшению U, а к ее возрастанию в 1,8 раза. Но учет возрастания концентрации электронов при перехода в случае рассеяния на акустических фононах приводит также к возрастанию подвижности. Таким образом, в случае Ag2Se изменения зонных параметров и концентраций электронов никак не могут объяснить скачкообразное уменьшение подвижности электронов в области ФП. Предполагается, что в Ag2Тe возрастание концентрации в процессе ФП больше, чем это фиксируется на эксперименте, поскольку сигналы на холловских зондах слабые и при измерении допускаются большие погрешности. Но авторы считают, что основной причиною уменьшения подвижности электронов связано влиянием флюктуации физического состояния (в области ФП) на рассеяние электронов. Этот вопрос, имеющий важные значение для исследования явления переноса заряда в области ФП, где имеет место множество неоднородностей, теоретически не рассмотрен.

Тем более в работе [16] установлено, что при ФП разупорядочение фаз в Ag2Se доходит до 60%, причем оно возрастает с возрастанием концентрации электронов. Возможно, что теоретическое рассмотрение влияния флуктуаций фаз на времена релаксации электронов и фононов в области СФП приведет к качественно новым результатам.

Среди халькогенидов серебра Ag2S является наименее изученным, что относится и к исследованию явлений переноса заряда в целом и особенно вблизи и в области ФП. О причинах малоизученности говорилось и в предыдущих главах, но по мнению авторов [328, 329] этот кристалл не менее интересный объект для исследования электронных процессов вблизи ФП и при низких температурах.

После устранения некоторых технологических трудностей, связанных с высоким значением насыщенных паров серы, были получены образцы с более стабильными характеристиками, проведены исследования электрических и тепловых свойств при низких температурах и вблизи ФП [142, 143, 173, 176] В работе [326] рассматривается электрические свойства в области в области СФП. Конечно, в Ag2S привлекает внимание аномально сильное возрастание электропроводности при ФП. Как уже отмечалось, возрастание при ФП в полупроводниках с вырожденным электронным газом должен происходить либо за счет возрастания концентрации электронов, либо за счет возрастания подвижности. Данные R(T) указывают на возрастание n, но не более чем в 2 раза, тогда как при ФП возрастает в 10, а подвижность в 5 раз. Авторы, по аналогии с другими халькогенидами серебра, заключают, что эти аномалии должны быть связаны с изменениями зонных параметров при. В то же время отмечается, что Ag2S достоверные данные о зонных параметрах и фаз отсутствуют. Однако, сопоставление электрических свойств Ag2S с аналогичными данными для Ag2Sе и Ag2Те дают основание считать, что при ФП в Ag2S должен происходить уменьшение ширины запрещенной зоны, причем, оно должно быть значительно больше, чем в Ag2Sе. Численные оценки в относительных единицах показывают, что это может оказаться, примерно, в 2 раза, которое, согласно соотношению Кейна между m n, приводит к идентичному g и эффективной массой электронов (m 2m ). Учет изменения n и m n уменьшению в 2 раза m n при ФП в выражении предположения об изменении подвижности (7.2) в случае основного рассеяния электронов на оптических фононах дает ее удовлетворительное согласия с экспериментом.

В заключении авторы отмечают, что:

1. В Ag2Те СФП сопровождается уменьшением концентрации электронов n, а в Ag2Sе и Ag2S с ее возрастанием. Установлено, что концентрация собственных носителей заряда ni в Ag2Те уменьшается в 4 раза, а в Ag2Sе возрастает в 2 раза.

Предполагается, что это связано противоположным действием ФП на их зонные структуры.

2. В Ag2Те наибольшее возрастание и U в областях и связано локальным возрастанием n, а уменьшение и U в области обусловлено изменениями зонных параметров.

3. В Ag2Sе изменение зонных параметров не полностью объясняют сильное уменьшение и U в области, предполагается, что это связано дополнительным рассеянием электронов на неоднородностях, возникающих в процессе ФП.

4. Предполагается, что аномально сильное возрастание и U в Ag2S при ФП связано уменьшением g ~ 2 раза.

§7.2. Явления переноса тепла в халькогенидах серебра в области ФП.

Среди тепловых свойств твердых тел теплопроводность и температуропроводность наиболее чувствительны к внешним и внутренним воздействиям. Как известно, в полупроводниках тепло может одновременно переносится как фононами, так и электронами. Фононы очень чувствительны температурным изменениям, точечным дефектам, границе кристалла, деформациям и другим неоднородностям. Теплопроводность полупроводников в зависимости от их природы, могут отличаться друг от друга и температуры на 3-4 порядка. На электронную составляющую теплопроводности, кроме перечисленных факторов, может оказать сильное действие магнитное и электрические поля, давление, свет и др. внешние воздействия. Ввиду того, что в полупроводниках, в отличие от металлов, электроны могут обладать высокой подвижностью, то управлять ими можно посредством внешнего воздействия, в основном, действием магнитного и электрического полей.

В силу сказанного можно утверждать, что фазовые превращения должны оказать действие как на фононную, так и на электронную доли теплопроводности, поскольку и фононы и электроны очень чувствительны к действиям неоднородности, возникающие при ФП.

Переходя к объектам исследования, еще раз следует напомнить об особенностях халькогенидов серебра, об уникальностях теллурида Ag2Te и селенида серебра Ag2Se. Низкая фононная теплопроводность, узкая ширина запрещенной зоны и наличие структурного ФП а одном и том же кристалле можно считать уникальным явлением.

В следствие узкой ширины запрещенной зоны, в Ag2Te и Ag2Se электроны обладают высокой подвижностью, что приводит к высоким значениям электропроводности в них. Высокая электропроводность обеспечивает высокую электронную составляющую теплопроводности э. Низкая фононная и высокая электронная теплопроводности приводят к сравнимым значениям ф и э в определенной Т. Высокая подвижность электронов создает возможность управлять ими действием магнитного до их полного исключения от переноса тепла. Если ко всему этому, добавить, что Ag2Te и Ag2Se легко поддаются легированию донорными примесями до 56 1019см-3 (при которых э становится даже больше ф) и наличие в них ФП, то можно, действительно, обосновать их уникальность.

Исследованию теплопроводности Ag2Te и Ag2Se посвящены работы [6-15, 110-117, 122-128]. Наиболее ценные результаты получены при исследовании электронной части теплопроводности э [11-15, 122-126]. Было обнаружено, что в Ag2Te и Ag2Se в интервале 40250К электронная теплопроводность, определенная выделением ее магнитным полем, меньше теоретического значения, вычисленная по соотношению Видемана-Франца, предусматривающая упругое взаимодействие электронов между фононами и между собою. Сопоставление полученных результатов с теорией, учитывающей неупругий характер рассеяния показало, что в них в указанном интервале электрон-электронное взаимодействие, носит неупругий характер, что и приводит к заниженному значению э (к потери энергии, переносимые электронами).

Исследование теплопроводности или температуропроводности в области перехода, имеющий, как отмечались в предыдущих параграфах, сложный характер может дать дополнительную информацию о влиянии флюктуации фаз при ФП на фононный спектр. Примерно такая задача была поставлена в работах [331].

Коэффициент теплопроводности измерялась стационарным методом в криостате, описанной в [169]. Измерение перепада температуры Тх проводился дифференциальной термопарой медь константан, с электрически изолированным одним концам.

Мощность нагревателя, создающий перепад температуры вдоль образца во всем интервала измерений (вблизи и в области ФП) поддерживалась постоянной, что позволяло записать изменение Тх(Т) с большой точностью, температурный ход которого отражала обратный температурный ход коэффициента SW y ~.

теплопроводности e об Измерение коэффициента температуропроводности (к) проводилось методом импульсной световым методом, описанным в [154]. Данный метод измерения к(Т) примечателен тем, что за короткое время передачи теплового импульса с лицевой поверхности до обратной стороны образца в виде шайбы толщиной 1,5-2мм потеря на излучение ничтожно мало. Время измерения каждой точки происходит за 2-3 секунды, что позволяет проводить измерение (к) в области узкого интервала Т с шагом 1-1,5К.

Поскольку в кристаллах Ag2Te и Ag2Se электронная часть теплопроводности составляет значительную долю от общей, то W необходимо рассматривать в отдельности. Электронная теплопроводность рассчитана согласно соотношению Видемана Рис.56. Температурная зависимость электронной части теплопроводности Ag2Te [344] Рис.57. Температурные зависимости длины свободного пробега lf и теплопроводности Ag2Te [344] Рис.58. Температурные зависимости длины свободного пробега lf и теплопроводности ф(Т) Ag2Se [344] Франца (э= LТ) с учетом степени вырождения и механизма рассеяния электронов при их упругом характере взаимодействий.

Фононная теплопроводность определялась как ф =об=эл. Следует отметить, что температурный ход эл(Т) определяется в основном произведением, Т, но в области ФП только сильным изменением. Поэтому на эл(Т) (рис.56) в области ФП нашли четкое отображение, наблюдавшиеся особенности (Т). На рис.57, представлены температурные зависимости фононной теплопроводности для Ag2Te и Ag2Se. Заметим, что зависимости ф(Т) качественно не сильно отличается от об(Т). Конечно, необычным являются обнаруженные на температурной зависимости ф(Т) двух экстремумов: прохождение ф через максимум при ~392К для Ag2Se и для Ag2Te, а так же минимумы в области. Максимумы ф соответствуют температуре СФП-Т0, а минимумы температурам ФП, но в области первого дополнительного ФП аномалия ф не проявилась. Авторы считают, что это связано с резким возрастанием ф перед основным ФП и с температурной неоднородностью, вызванным перепадом Тх.

Из данных температурной зависимости коэффициента температуро-проводности в четко вырисовывается область ФП. В случае к(Т) проводимость температуры также обусловлена совместной проводимостью фононов и электронов. Из данных к(Т) для Ag2Se (рис.58) видно, что в образце с n=4,31019см-3 к до ФП в четыре раза больше, чем в образце с n=3,71018см-3. Для определения коэффициента теплопроводности из данных к(Т) необходимо использовать связь между ними = кс, (7.3) где - плотность кристалла, с- удельная теплопроводность.

Значения удельной теплоемкости «с» и удельной плотности в указанных области температур – в и фазах, использованы из данных [7, 103]. Полученные данные об(Т) также показывают, что в об электронная доля превосходит фононную долю. Ввиду того, что биполярная теплопроводность при таких сильно легированных полупроводниках пренебрежимо мала и примеси при Т100К не вносят ощутимого вклада в тепловое сопротивление, фононная и электронная составляющие теплопроводности выделялись как ф =об-LТ, поскольку в этой же работе [104] было показано, что при Т300К экспериментальное значение числа Лоренца Lэк соответствует зоммерфельдовскому значению Lо для упругого характера рассеяния. Оказалось, что действительно в Ag2Se, особенно в образце с n=4,31019см-3 электронная доля превалирует над ф.

Аналогичные измерения к(Т) проведено и в Ag2Te для образцов с n=1,11018;

2,71018;

1,231019см-3. Для определения значения и с были использованы из данных [327, 328]. В случае Ag2Te значение (к) при Т300К по мере возрастания n от 1,11018 до 1,271019см увеличивается в два раза. Выделение ф и эл производилось также как в случае Ag2Se, с учетом упругого характера взаимодействий электронов.

Следует заметить, что в работе [103] анализ данных в области фазового перехода остались не затронутым. Авторы исходили из соображений, что достоверные данные о «» и «с» в области ФП отсутствовали.

Исходя из выше изложенных можно заключить, что исследование фононной теплопроводности в области ФП может дать новые сведения для выявления механизма ФП и влияния флюктуаций физического состояния при на ф. Безусловно, наличие экстремумов ф(Т) в области ФП связвны с флюктуацией, вызванной фазовыми переходами и. Однако, через какой именно параметр оказывает действие на ф, необходимо выявить.

С этой целью авторы [33] использовали данные ф и (к), а также их связь. Известно, что ф выше температуры Дебая Ту определяется как ф = срl ф, (7.4) c v -теплоемкость 1см3 вещества, l ф - длина свободного где пробега фононов, V –средняя скорость звука в кристалле. Из (7.4) следует, что ф(Т) определяется в основном, зависимостями l ф (Т) c v (Т) ( слабо зависит от Т). Если учесть, что при Ту c v (Т) и также слабо зависит от Т, то ф(Т) должен определяться l ф (Т).

Однако, в области ФП могут изменяться все три параметра особенно c v. Для определения l ф (Т) можно привлечь данные температурной зависимости температуропроводности к(Т) [103].

Величины ф и (к) связаны соотношением (7.3). Если учесть, что c v =с, то из (7.3) и (7.4) следует, что 3к lф =, (7.5) В работе [327] исследована скорость распространения звука в халькогенидах серебра, включая область ФП, и показано, что скорость продольных е и поперечных t ультразвуковых волн с температурой слабо убывает, а в области ФП аномальное изменение не обнаружено. Используя данные (Т) [327] и К(Т) по формуле (3) определена зависимость l ф (Т) для Ag2Te и Ag2Se.

l ф (Т) почти совпадает с Оказалось, что температурный ход зависимостью К(Т). Из рис 57 и 58 видно, что зависимость l ф (Т) в области не возрастает, но в области проходит через минимум. Откуда следует, что максимум ф в области не связан с изменением длины свободного пробега. Поэтому возникает необходимость в определении c p (Т) в области ФП.

cp проведено по данным DТА Ту(Т) в области ФП с Определение использованием функции включения фаз L в Ag2Te и Ag2Se.

Известно, что удельная теплоемкость при ФП определяется как c p (T ) = c p 0 (T ) + c p (T ), / (7.6) c p 0 -удельная теплоемкость до ФП, c / -ее изменяемая часть где при ФП, которая определяется как:

1 dQ Q = Q0 L0 (T ), cp = ;

/ (7.7) m dT где Q0 – теплота ФП, L0(Т) –функция включения, определяемая в нулевом приближении как L0 (T ) = (7.8) 1 + exp[ a 0 (T T0 )] Здесь a0 – температурная постоянная РФП, характеризующая степень размытая ФП, зависящая от объема возможных флюктуаций, энергии и температуры ФП-Т0. Из (7.7), с учетом выражения для dL0/dT (3.13) можно получить dL 0 a dQ = Q0 = Q0 0 (7.9) 2 1 + ch[ a 0 (T T0 )] dT dT если подставить (7) в (5), затем в (5) в (4) получим Q0a 0 c p = c p0 + (7.10) 2m 1 + ch[ a 0 (T T0 )] По данным Ту(Т) были вычислены Т0, a0 для каждой фазы Ag2Te и Ag2Se. Методика определения других параметров ФП описана в главе III. В дальнейших вычислениях будут использованы некоторые данные из таб. главы III. На рис.59(а) и (б) представлены зависимости c p (T ) для Ag2Te а на рис.60 для Ag2Se, вычисленная c p (T ), по формуле (7.10). Как видно, температурная зависимость качественно, напоминаем зависимость Ту(Т). В области и c p (T ) проходит через минимум, а в области через острый максимум.

Эти данные позволили авторам заключить, что экстремумы на ф(Т) обусловлены аналогичной зависимостью c p (T ), но в области на ф(Т) оказывает влияние и минимум l ф (Т).

c p (T ) Данные Ту(Т), (Т), (Т) и также подтверждают, что в Ag2Te и Ag2Se структурному ФП сопутствуют ФП и.

c p (T ) Рис.59. Температурные зависимости Ту(Т) (а) и (б) в Ag2Te с добавкой Ag [344] c p (T ) Рис.60. Температурные зависимости Ту(Т) (а) и (б) в Ag2Se 1- с избытком Se;

2- с избытком Ag [344] §7.3. Тепловые преобразователи на основе халькогенидов серебра.

В работе [324], носящий обзорный характер, анализированы разновидности тепловых преобразователей, основные на термоэлектрические термомагнитные свойства полупроводников, эвтектических сплавов и полуметаллов. В частности, анализированы данные, полученные на основе монокристаллов и пленок арсенида кадмия, эвтектик арсенид кадмия – арсенид никеля, антимонид индия - антимонид никеля, сплава висмут – сурьма, монокристаллов сурьмянистого кадмия, кристаллов CdxHg1-xTe, Ag2Te и др. Показана перспективность тепловых приемников с чувствительными элементами различных ферромагнитных металлов: никеля, железа, кобальта а также металлических пленок висмута, сурьмы и серебра. Указывается, что в этих работах основные характеристики оценены качественно, не учтены: особенности энергетического спектра и характер взаимодействия электронов, механизмы рассеяния носителей заряда, наличие двух сортов носителей заряда в проводимости, адиабатичность и изотермичность условий работы преобразователей или приемников теплового излучения. В них отсутствуют и подробные данные о температурной концентрационной и полевой зависимостях характеристик. Авторы считают, что более глубокий научный анализ и всестороннее исследование может дать ожидаемый результат. В работе все эти нюансы анализированы и раскрыты, но мы ограничимся с некоторыми данными имеющими отношение нашей задаче. В ней выявлены более перспективные материалы для приемников и детекторов ИК – излучения, работающих на основе поперечного термомагнитного эффекта Нернста-Эттигсгаузена (Н-Э).

Приведены основные характеристики термомагнитного приемника ИК – излучения. В частности, для удельной чувствительности, ВмВт- Eу S Qi B = =, (7.11) W для термомагнитной добротности Z, K- (Q B ) Z= i (7.12) S для фактора добротности F, Bт--1/2мс-1/ Qi B F=, (7.13) c 3 1 4 4 для обнаружительной способности D, Вт-1мГц1/ ( ), d D = k T 1 + zT (7.14) для инерционности, с 0,4 c =, (7.15) здесь Еу – поле НЭ, W/S- количество тепла, поглощаемое единицей поверхности чувствительного элемента, d- толщина чувствительного элемента,,, c - коэффициенты теплопроводности, удельного электросопротивления и теплоемкости. Как видно, основными физическими параметрами полупроводника, входящие в формулы (7.11) – (7.15) являются коэффициенты Н-Э, теплопроводности и электросопротивления.

Поэтому, достаточно проанализировать зависимость этих эффектов от температуры, магнитного поля и концентрации носителей заряда, с учетом механизмов рассеяния степени вырождения и закона дисперсии для электронов.

Из формулы (7.11) следует, что для создания термомагнитного преобразователя ИК – излучения с высокой удельной чувствительностью необходимо выбирать материал с низкой теплопроводностью, но с большим значением коэффициента Н-Э.

Из теории кинетических явлений в полупроводниках следует, что коэффициент Н-Э имеет возможность достигать большие значения в полупроводниках, в которых при не очень высоких значениях концентрации, носители заряда обладают большой подвижностью, а в области смешанной проводимости, если отношение подвижностей электронов и дырок в них в=un/up»1. Из формулы (7.12) следует, что для преобразователя с высокой термомагнитной добротностью необходимо иметь полупроводник обладающий низкой теплопроводностью и высоким значением коэффициента Н Э, причем необходимо чтобы кристалл обладал еще и низким сопротивлением и высокой подвижностью электронов.

Инерционность приемника (7.15) определяется теплопроводностью и толщиной чувствительного элемента. Для создания малоинерционного приемников необходимо, чтобы чувствительный элемент имел минимальную толщину и обладал высокой теплопроводностью.

Одним из важнейших характеристик преобразователей ИК – излучения (особенно приемников) является его обнаружительная способность. Из формулы (7.14) видно, что обнаружительная способность, в основном зависит от удельной чувствительности и теплопроводности. Следовательно, требования к материалам для создания термомагнитных приемников ИК излучения не одинаковы. Из анализа следует, что материал с высокой чувствительностью, но несколько худшими показателями F, D, могут применятся для создания измерителей теплового потока, с высоким значением F- для создания детекторов излучения, с высоким Z-для преобразователя энергий.

Анализ конкретных примеров дает ценные сведения для поиска новых объектов, пригодных для тепловых преобразователей в целом. Приведем несколько примеров.

Висмут является уникальным материалом для изучения гальванотермомагнитных явлений. Он относится к числу немногих полуметаллов, в которых концентрация электронов и дырок, почти равны и обладают высокой подвижностью. Следовательно, термомагнитные эффекты в Bi достаточно велики. Поэтому, многие термо и гальваномагнитные эффекты в первые были обнаружены в Bi. Относительное изменение сопротивления в магнитном поле /0 и QB в Bi имеют рекордно большие значения. Из данных электрических свойств следует, что Bi мог бы использован для создания чувствительного элемента для ИК -– излучения или измерителя теплового потока. Однако, имеются причины, препятствующие этому. Основной причиной препятствия является то, что ввиду перекрытия валентной зоны и зоны проводимости, в Bi концентрации собственных носителей заряда ni при Т200К принимает относительно, высокие значения, что и приводит к снижению значения коэффициента Н-Э. Другая причина, это высокое значение решеточной теплопроводности.

Твердые растворы Bi-Sb. Известно, что добавление атомов Sb в Bi приводит к постепенному снятию перекрытия валентной зоны и зоны проводимости. При этом уменьшается энергия перекрытия и в определенном содержании Sb происходит переход полуметалл полупроводник, уменьшается значение собственной концентрации, возрастает подвижность электронов, и отношение в=un/up уменьшается и решеточная теплопроводность. Конечно, эти изменения должны в значительной мере увеличить коэффициент Н-Э и в итоге привести возрастанию удельной чувствительности и добротности преобразователей. Однако результаты по Q (Н),, F и Z для данного сплава при комнатных температурах получены даже ниже, чем в Bi. Это связано с тем, что коэффициент Н-Э (QB) при слабых магнитных полях имеет отрицательный знак, а значение с 0,5Тл. меняет свой знак и становится положительным, но становится не очень большим. Это связано с тем, что в этих условиях концентрация дырок р в нем становится больше, чем электронов (рn), а подвижность электронов больше, чем дырок unui. В таких составах Bi-Sb большой положительный эффект имеет место при более низких температурах. Поэтому эти составы применяются при создании гибридных твердотельных холодильников на эффекте Пельте.

Эвтектика Bi-Ag. С целью повышения термомагнитной добротности Bi сделана попытка введения и него атомов серебра, которые образуют эвтектику. Вторая металлическая фаза из Ag в Bi распределяется равномерно в виде вытянутых игл диаметров 3 мкм и длиной 50 мкм. Предполагалось, что металлические иглы серебра, закорачивая продольное электрическое поле (Еа) сильно увеличивает поле Н-Э. При таком закорачивании продольного электрического поля происходит возрастание поперечного поля, а в области токов короткого замыкания в поперечном направлении возникает холловское поле Ех, аддитивно складывающийся с полем Н-Э, в результате чего происходит возрастание в его и в магнитном поле. Однако, и в этом случае, оказалось, что величина коэффициента Н-Э в Bi-Ag. Небольшая, даже чут меньше, чем в Bi.

На наш взгляд в этом случае, до образования эвтектики, атомы серебра растворяясь в висмуте, сильно увеличивают концентрацию электронов, что приводит сильному уменьшению эффекта.

Эвтектика Cd3As2-NiAs. По аналогии Bi-Ag и InSb-NiSb иследована и эвтектика Cd3As2-NiAs. Матрица Cd3As полупроводник с очень низкой теплопроводностью. Подвижность электронов в нем при концентрации n=21018см-3 достигает больших величин. Ввиду того, что в ней тепло переносится, в основном электронами, то под действием магнитного поля значительно уменьшается коэффициента теплопроводности. Это приводит к повышению как чувствительности, так и добротности термомагнитных преобразователей. По аналогии с выше приведенными эвтектиками, предполагалось, что наличие в нем металлических включений NiAs может значительно повысить параметры приемников. Однако, экспериментальные данные и в этом случае не оправдали ожидания тем не менее, этот материал оказался интересным объектом как с точки зрения исследования в ней термомагнитных эффектов, так и для создания на его основе детекторов теплового излучения.

Твердые растворы CdxHg1-xTe. Известно, что замещение атомов Hg атомами Cd приводит к сближению зоны проводимости и зоны легких дырок. Это приводит к повышению подвижности электронов и уменьшению теплопроводности. Эти особенности повышают температурный коэффициент эффекта Н-Э.

Подробными исследованиями показано, что для термомагнитных приемников наиболее эффективным состав соответствует значению 0,15 х 0,25. При таких составах величина безразмерного поля Н Э у достигает значения у=2,7 и при теплопроводности =0, Втсм-1К-1 удельная чувствительность и фактор добротности F при В=1Тл. превышает приемника из InSb-NiSb более чем в раза а F – в 4 раза. Это позволило значительно повысить вольтамперную чувствительность приемников теплового потока, работающих на основе термомагнитного эффекта Н-Э при 300К.

Эти результаты значительно улучшаются при облучении их потоком электронов энергией 5 МэВ дозой от 41017см-2 до 71017см при мощности потока электронов 61017см-2.

Теллурид серебра. Как отмечалось халькогенид серебре Ag2Te – полупроводник с очень узкой шириной запрещенной зоны (при 4,2К g0.02эВ), обладающий структурным ФП при 400К. С ростом температуры g уменьшается и перед ФП в нем становится бестливым. Такие уникальные особенности Ag2Te делают его пригодным и для создания термоэлектрических и термомагнитных преобразователей ИК – излучения. Одной из возможных особенностей использования Ag2Te относится к криогенной технике, где он может быть использован как элемент для твердотельного холодильника Эттингсгаузена. Для этой цели обычно используется Bi-Sb, добротность которого при H=1Тл и Т=80300К равна ~2 10-3610-5 К-1. При 200300К, Z в нем низкая (2 10-4610-5 К-1), в связи с чем этот материал становится не эффективным, а, в Ag2Te в интервале 150200К ZТМ=0,810-3 К-1 и, почти не зависит от Т. Поэтому Ag2Te рекомендован как более эффективный материал для использования чувствительного элемента в гальваномагнитных Эттингсгаузенских охлаждаемых устройствах.

Элемент Эттингсгаузена может применяться и как одна из ветвей гибридных охладителей Пельтье - Эттингсгаузена, используемых в малогабаритных охлаждаемых приемниках ИК – излучения.

Подробное исследование ФП в Ag2Te позволило сделать автором [1-15, 23-30] заключение с его использовании в качестве термоэлектрического преобразователя в области ФП для усиления слабых сигналов, используемых в измерительной технике.

1.Термомагнитные преобразователи на основе эффекта Ненста Эттингсгаузена.

Принцип действия термомагнитных приемников ИК – изучения заключается в том, что при поглощении тепла в направлении теплового потока в полупроводнике возникает перепад температуры Тх. При приложении поперечного магнитного поля Н на гранях образца, перпендикулярных Н и Тх возникает электрическое поле Н-Э, по значению которого судят о величине потока или о местонахождении источника ИК – излучения.

Поскольку инерционность приемников определяется коэффициентом теплопроводности и толщиной (7.15) чувствительного элемента, для создания малоинерционных приемников необходимо чувствительный элемент с минимальной толщиной и с высокой теплопроводностью. Дело в том, что поле Н Э, по которому определяется температура источника тепла или место его нахождение, не зависит от толщины чувствительного элемента. Именно такая особенность термомагнитного эффекта Н Э и стали привлекать внимание исследователей. Для этой цели можно использовать не только тонкие образцы, но и пленки из эффективных материалов.

Известны несколько типов термомагнитных преобразователей на основе эффекта Н-Э. Наиболее простой из них описан в [339-341].

Этот приемник состоит из теплопроводящего корпуса, чувствительного элемента, металлических контактов, экрана и стеклянного окошка. Чувствительный элемент помещается между полюсами магнита и направляется перпендикулярно тепловому потоку. Предварительно приемник калибрируется между калибровочным источникам и элементом, помещенном в фокусе зеркале, находится фильтр.

Наиболее оригинальная конструкция приемника Н-Э описана в [335]. Такой приемник служит для обнаружения местонахождения источника излучения. Принцип действия этого приемника теплового излучения основывается на перепаде температур создающийся в чувствительном элементе при падении на него ИК – излучения. Наличие магнитного поля Н, расположенного перпендикулярно потоку ИК – излучения реализует появление поле Еу Н-Э на выходе. При движении источника излучения точка падения ИК – луча на чувствительный элемент начинает перемещается из области одного магнита в область другого, расположенного полюсами в обратной порядке с первым. При этом след луча проходит «мертвую» точку – 0, где магнитное поле Н= и в этой точке сигнал на выходе изменяет полярность, проходя через нуль, затем величина сигнала начинает возрастать с увеличением отклонения точка падения излучения относительно «мертвой точки» чувствительного элемента. С отклонением луча источника относительно точки «0» выходной сигнал изменяется и таким образом фиксируется перемещение источника излучения.

Подобные приборы могут быть использованы и в промышленности, например, в системах контроля при помощи ИК лучей, особенно на трубопрокатных тепловых станках.

Термомагнитный эффект Н-Э использованы и для создания усилителя постоянного тока. Для этого используется гибридный термоэлектрический – термомагнитный преобразователь напряжения на эффекте Пельтье и Н-Э, содержащий термоэлементы Пельтье из n и р ветвей Bi2Te3, чувствительный термомагнитный элемент из InSb-NiSb.

Принцип действия преобразователя заключатся в следующем: на термоэлемент подается постоянное напряжение такой полярности, чтобы на контакте выделялось тепло. Выделяемое тепло создает на чувствительном эффекте в направлении оси у градиент температуры Ту. При включении магнитного поля на чувствительном элементе в направлении, перпендикулярном Ту и Н возникает поля Н-Э Еу. При этом отношение выходного сигнала к входному можно оценить соотношением:

Q H 1 l d V =, (7.16) V1 1 + z Э Т (1 + 2 1 ) где 1- термоэдс термоэлемента, 1 – его теплопроводность, ZТЭ термоэлектрическая добротность, l -общая длина чувствительного элемента а направлении выходного сигнала, d – толщина в направлении теплового потока.

Ввиду того, что, и ZТЭ при комнатных температурах (до Н=1Тл) почти не зависит от Н, то выходное напряжение становится пропорциональным QН. Поэтому, еще одним и очень важным требованием к таким устройством является линейность изменение термомагнитной силы (QН) чувствительного элемента от напряжения В, которое приводит к линейному изменению V2 от Н.

2.Термоэлектрический усилитель малых токов и напряжений.

Известны термоэлектрические устройства малых напряжений, которые содержат два термопреобразователя и встречно включенные термопары. Термопреобразователи служат для измерения теплового потока и термопары, подключенные к регистрирующему устройству, для регистрации сигнала.

Недостатком таких устройств является малая чувствительность, обусловленная низким коэффициентом добротности металлических термопар. Однако, существуют устройства с высоким значением добротности, принцип действие которых основано на эффекте Зеебека (термоэдс). Такое устройство содержит термоэлемент Пельтье, термопреобразователь, выполненный из полупроводникового материала Ag2Te, термоэдс которого при ФП возрастает скачком [326]. Данный усилитель лишен возможности усиливать одновременно усиливать и малые тока. Безусловно, можно создать усилители, усиливающие одновременно малые токи и малые напряжения. Для этого необходимо подобрать чувствительный элемент из такого материала, в котором коэффициент Зеебека обладал бы большим значением, но резким температурным ростом. При этом также необходимо, чтобы в указанном узком интервале температур сильно уменьшалось сопротивление.

Известно, что Ag2S является аналогом Ag2Te и обладает ФП (при 425К). Из представленных данных в III главе видно, что в Ag2S термоэдс на много больше, чем в Ag2Te и сильно возрастает при ФП. Оказалась, что при ФП электросопротивление Ag2S скачком падает. А также было выявлено, что избытых серебра в небольшом количестве (от 0,04 до 0,25 ат.% Ag) приводит к возрастанию, уменьшению электросопротивления и скачкообразному уменьшению при ФП [327] т.е. в нем выполняются необходимые условия для создания усилителя мах напряжений и малых токов.

Термопреобразователь в данном устройстве выполнен из Ag2S+0,040,25ат.%Ag в виде тонкой пластины с размером 6х3х0,25 мм3 обладающий ФП при 425К, у которого при ФП сопротивление падает более чем на порядок, прикрепленный через электроизолированный теплопереход к элементам Пельтье.

Усилитель работает в следующем режиме: в термостате устанавливается температура, примерно на один градус ниже температуры ФП (напомним, что усилитель из Ag2Te имел идентичное устройство и режим работы) материала термопреобразователя. Затем на термоэлемент Пельтье подается входной ток Iвх, который начинает медленно повышать температуру термопреобразователя на 1К, что приводит к началу осуществления ФП. Это сопровождается уменьшением его сопротивление во много раз. Такое резкое уменьшения сопротивления приводит к возрастанию тока через него примерно во столько же раз.


При подаче сигнала Uвх в термоэлементе выделяется мощность W=IUвх, которое приводит к выделению теплоты Q=W, где =Т/Тf(z) – холодильный коэффициент, f(z) – функция критерии Иоффе, Т – разность температур, на которую подогревает термопреобразователь для осуществления ФП.

Для современных термоэлектрических материалов при Т=1К еще больше возрастает, а затрата энергии на управления ФП соответственно падает. Для измерения температуры на 1К в области ФП достаточно Iвх=4мА. При переходе из низкотемпературной -фазы в фазу усиливается ток, а при переходе напряжение. Для этого достаточно в цепи термоэлементов Пельтье изменить направление тока.

Использование данного устройства в сравнении с известными устройствами обеспечивает как усиления малых токов, так и усиление малых напряжении.

3.Тепловые приемники на основе Ag2S и AgFeS2.

Следует заметить, что скачкообразное изменение электрических и тепловых свойств Ag2S и AgFeS2 при ФП приводит к широким возможностям для создания на их основе преобразователей только термоэлектрических усилителей малых токов и напряжений.

Из изложенного выше (анализа теории и материалов) можно заключить, что термомагнитные и термоэлектрические преобразователи – приемника ИК – излучения, детекторы, измерители теплового потока, термобатареи, термоэлектрические охладители, нагревающие устройства и др. являются тепловыми преобразователями. При анализе не коснулись одного из очень распространенного вида приемника теплового излучения – болометра.

Болометры широко используются в измерительной технике, в промышленности космических исследованиях и др. отраслях народного хозяйства. Болометры являются одним из самых изученных видов тепловых приемников ИК - излучения и имеют множество разновидностей. Классическим болометром, как известно, служит стеклянный шар с небольшим отверстием, с зеркально зачерненной внутренней поверхностью. Световой или тепловой поток, попадая через отверстие, в объем шара многократно отражаясь практически, полностью поглощается.

Однако, имеются и другие приемники, не имеющие форму пустотного шара, но работающие на поглощении светового или теплового потока. Если имеется относительно черное тело, способный поглощать тепловое излучение и реагирующее на него с большой чувствительностью, то можно данное устройство использовать для регистрации ИК – излучения, для измерения теплового потока (заранее отградуированного), для обнаружение слабого источника теплового излучения и для других целей.

Как отмечалась в Ag2S и AgFeS2 электропроводность (Т) при ФП изменяется более чем 10 раз. Если учесть, что изменение в 10 раз происходит в интервале Т=10-12 К, то можно такое сильное изменение использовать и для создания теплового приемника. С этой целью создана установка для проведения исследований, позволяющих оценить пригодность кристаллов Ag2S и AgFeS2 для чувствительного элемента. Чувствительные элементы имеют размеры порядка 4 2 1мм3. Поверхность чувствительного элемента покрывается слоем сажи в специальной установке с помощью сжигания толуола в вакууме. Образец монтируется в ячейку, в специальное устройство для нагрева. Образец крепится на подложку, электрически изолированной от основания ячейки.

Через чувствительный элемент пропускается ток для измерения потенциала или сопротивления VR. Создана установка, позволяющее направлять источник ИК – излучения на поверхность чувствительного элемента. На ячейку наматывается нагреватель, с помощью которого образец нагревается до температуры ФП кристаллов и поддерживается при этой температуре с минимальным колебанием Т ±0,3–0,5 К. В таком режиме на поверхность чувствительного элемента направляется ИК – излучения, источником которого служит матовая или зачерненная электролампа с отражателем. Между чувствительным элементом и источником тепла размешается фильтры с известными диапазонами пропускаемых длин волн ИК – излучения. При включении электролампы происходит изменение в показании падения напряжения на измерительных зондах V и V.

Электрические сигналы на V и V предварительно компенсируются до минимума. С изменением расстояния между источником излучения и чувствительным элементом снимается зависимость, которая идентифицируется как зависимость V от тепловой энергии Q.

Расчеты, проведенные на основе данных коэффициента теплопроводности и электропроводности этих кристаллов при исследованной температуре показали, что при изменении температуры чувствительного элемента на 1К, изменение V и V происходит на 100%, а при изменении 0,2 К изменение V составляет 40%. Для нагрева чувствительного элемента на 1К требуется мощность W = 5 мВт, а для 0,2К соответствует 0,4 мВТ.

Эти данные находятся в некотором согласии с экспериментальными данными. Для получения более точных результатов о зависимости V(Q) необходимо отградуировать все устройство с использованием известного (действующего) болометра. Имеются еще и другие вопросы, требующие своего решения. Эти вопросы относится к конструкции установки, технологии выращивания качественных, с заведомо заданными характеристиками кристаллов и методики исследования.

ЛИТЕРАТУРА 1. Алиев С.А., Агаев З.Ф., Неорганические Материалы, 19, с.2050, 2. Алиев С.А., Алиев Ф.Ф., Неорганические Материалы, 21, 11, с.1869, 3. Алиев С.А., Алиев Ф.Ф., Неорганические Материалы, 24, 7, с.1369, 4. Алиев С.А., Алиев Ф.Ф., Неорганические Материалы, 25, 2, с.241, 5. Алиев С.А., Алиев Ф.Ф., Г.П.Пашаев, Неорганические Материалы, 29, 8, с.1073, 6. Okatin A.S., Phys. Stat. Sol., 36, 443, 7. Абдуллаев Г.Б., Алиев М.И., Алиев С.А., Д.Г.Араслы С.А., Н.А.Вердиева, Р.А.Гусейнов, Препринт №30, ИФАН Азерб.ССР, Баку- 8. Айвазов А., Охотин А.С., Гудяев А.Ф., Изв. ВУЗ-ов, Физика, 4, с.128, 9. Астахов О.П., Неорганические Материалы, 10(9), с.1614, 10. Алиев С.А., Суюнов У.Х., Алиев М.И., ФТП, 6, 14, с.777, 11. Алиев С.А., Суюнов У.Х., Араслы Д.Г., Алиев М.И., ФТП, 7,6,с.1081, 12. Aliev S.A., Suyunov U.X., Aliev M.I., Int. Conf. of phonon Scat.

In Solids, p.162, Paris, 13. Алиев С.А., Суюнов У.Х., М.И.Алиев, ФТП, 7, 14. Алиев С.А., Суюнов У.Х., М.И.Алиев, ФТП, 7,10, 15. Рамазанзаде М.Г., Алиев С.А., Вердиева Н.А., Агаев А.М., Изв.ВУЗ-ов, Физика, 10, с.27, 16. Aliev S.A., J.Fizika of NAS of Azerbayjan, 9,24, 17. Abrikosov A.A., Phys. Rev. B, 58, p.2788, 18. Xu R., Husman A. et. Al. Natur, 360, 57, 19. Ogorili Z., Hamric A. and Bastellic M., Europhysics Lett., 46(1) 20. Schnuders H.S. and Sabougi M.L., Appl. Phys. Lett., 76, 13, 1710, 21. Chupzacor I.S. and Dahman K.H., Appl. Phys. Lett., 72, 2165, 22. Mayumdaz P.and Littlewood P.B., Nature, (London), 395, 479, 23. Алиев С.А., Алиев Ф.Ф., Гасанов З.С., ФТТ, 40, 9, 1693, 24. Алиев С.А., Гасанов З.С., Агаев З.Ф., Гусейнов Р.Д., Изв. НАН Азербайджана, сер. Физ-мат. И тех. Наук, 5,81, 25. Sabir Aliev, Ziraddin Gasanov, Abhandlungen der WGB, Band 3, p.98, Berlin, 26. Sabir Aliev, Ziraddin Gasanov, Zakir Agayev, Rasim Guseynov, Abhandlungen der WGB, Band 3, p.103, Berlin, 27. Sabir Aliev, Zakir Agayev, Abhandlungen der WGB, Band 3, p.275, Berlin, 28. Алиев С.А., ФТП, 38, 7, 830, 29. Алиев Ф.Ф., Керимова Э.М., Алиев С.А., ФТП, 36, 932, 30. Алиев Ф.Ф., ФТП, 37, 9, 1082, 31. Алиев С.А., Гасанов З.С., Мамедов С.О., АТУ Научные труды, фунд. Наук, II 4,11, 32. Ehrenfest P. Comm. Leiden Univ. Suppl., 576, 33. Ehrenfest P. Proc. Kon. Nederl akad. Wet., 36,153, 34. Ландау Л.Д., Ахиезер А.Х., Лифщиц Е.М. Курс обшей физики, М.Наука, 35. Rolov B.N. Termodinamika un statistika fizik Riga “Liesma” 36. Ролов Б.Н. Размытие фазовые переходы Рига, 1972, 311с.

37. Ролов Б.Н., Юркевич В.Э. Физика размытых фазовых переходов Изд.Рост.Университета, 38. Ролов Б.Н., Романовский Т.Б. Изв.АН Латв.ССР, физ.тех. наук 4,46, 39. Бартенев Г.М.ЖФХ, 34, 618, 40. Mayer J.R., Strecters E., J.Chem. Phys.., 7, 1019, 41. Encyclopaedic Dictionary, 7, 4324, New York, Pergamon press, 42. Урбах В.Я.ЖФХ, 31, 618, 43. Семенченко В.К. ЖФХ, 26,520, 44. Фишер М. Природа критического состояния М. “Мир”, 45. Ruelle D., Helv.Phus.agta, 36,181,1963, 36,789, 46. Fisher M.E.Argh. Rat. Megh. Anal., 17,377, 47. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Стат.физика, м.”Наука”, 48. Gursey F. Poc. Cambridge Philos. Soc.,46,182, 49. Van Hovel, Physica, 16,137, 50. Munster A. Statistice Thermod., Berlin, Springer Verlag, 51. Кац Б. Вероятность и смежные вопросы в физике М.”Мир”, 52. Керзон Хуанг Статистическая механика, М.”Мир”, 53. Боголюбов Н.Н., Тольмачев В.В., Широков Д.В. Новый метод в теории сверхпроводимости М. Изд.АН СССР, 54. Бардин Д.Ж., Шриффер Дж. Новые изменении сверхпроводимости М. Ш. 55. Shriffer D. Theory of superconductivity, New York 56. Теория сверхпроводимости под ред. Н.Н.Боголюбова М. ИЛ, 57. Gaunt D.S., Fisher M.E. Phys. Rev. 133,A224, 58. Гинзбург В.Л. ЖЭТФ, 46, 397,1964;


47,2318,1964;

ФТТ,2,2031, 59. Дзялошинский И.Е., Кац Е.И. ЖЭТФ,55,338,1968;

55,2373, 60. Кац Е.И. ЖЭТФ,55,584, 61. Максимов Е.Г. Письма в ЖЭТФ,9,527, 62. Киржниц Д.А., Максимов Е.Г. Письма в ЖЭТФ, 2,442, 63. Киржниц Д.А., Максимов Е.Г., ДММ, 22,520, 64. London H., London F., Proc.Rev.Sos.,A149,71, 65. London H., London F., Physica, 2,341, 66. Shalnikov A., J.Nature, 142,74, 67. Шальников А.И. ЖЭТФ, 31,40, 68. Алксеевский Н.Е. ЖЭТФ,10,1392, 69. Заварицкий Н.В. ДАН СССР, 86,501, 70. Алиев С.А., Алиев В.М.и др. Препринт №348, Инст.Физики АН Азерб.ССР, Баку- Алиев С.А., Алиев В.М.и др. Препринт №102, Науч.Произв.Объед.

Космич.Исслед., Баку- 71. Aliev S.A., Bagirov D.A. et. al. J. Rare Earths, 3,1060, 72. Aliev S.A., Ragimov S.S. and Aliev V.M. Low Temp. Phys.22(6), 73. Aliev S.A., J. Fizika of NAS of Azerb. YII,4,32, 74. Алиев С.А., Рагимов С.С., Алиев В.М. Изв. НАН Азерб.сер.физ.мат. и тех.наук, 2,67,2002;

.Aliev S.A, Ragimov S.S. et.all. Proceedings of the first region.conference, MSM-99, Tehran, p. 75. Aliev S., Abhandlungen der WGB, Band 3,274, Berlin, 2003.

76. Алиев С.А., Рагимов С.С., Алиев В.М., ж.Fizika NAS of Azerbaijan, №3-4, с.30, 77. Ландау Л.Д. ЖЭТФ, 7,19, 1937;

7,627, 78. Landau L.D. Phys.ZS.,Sowet, 11,26,1937;

11,545, 79. Landau L.D. Phys.ZS.,Sowet, 12,123, 80. Гинзбург В.А. ЖЭТФ, 19, 36, 81. Инденбом В.Л. Изв. АН СССР, сер.физ. 24,1180, 82. Инденбом В.Л. Кристаллография, 5,115, 83. Сиротин Ю.М., Михельсон Л.М. Изв. АН СССР сер.физ. 33, 178, 84. Hahn H., Frank A., Klingler W. J. Chemical, 271, 153, 85. Жузе В.П., Сергеева В.М., Штурм В. ЖЭТФ, XYIII, 2, 333, 86. Палатник Л.С. Рогачева Е.Н. Неорганические материалы, 4, 656, 87. Берг Л.Т. Труды совещ. По термографии Изв. АН СССР, Москва-Лен., ст.59, 88. Мамедов К.П., Сулейманов З.И., Зейналов В.З.

Кристаллография, 19,1, 174, 89. Шафизаде Р.Б. Фазообразование и кинетика фазовых превращений в тонких пленках А-ВYI, Изд. “Элм”, 167с., Баку 90. Tubant C. HDB, Phys., 21,1, 384, 91. Wagner F. Phys. Chem., B, 23, 469, 92. Tubant C., Reingold H., Zeit. Phys. Chem. B, 24, 22, 93. Miyatani Sh. Phys.Sos. of Japan 13, 317, 94. Miyatani Sh. Phys.Sos. of Japan 8,14,996, 95. Miyatani Sh. Phys.Sos. of Japan 15,1586, 96. Miyatani Sh., Jakoto J. Phys.Sos. of Japan 23,1,750, 97. Miyatani Sh. Phys.Sos. of Japan 18,1675, 98. Appel J., Laitz G. J.Phys., 20, 1110, 99. Appel J. Naturforsch, 10, 530, 100. Dalfen R., Gill R. Phys. Rew., 148, 2, 660, 101. Dalfen R., Gill R. Phys. Rew., 38, 2, 753, 102. Dalfen R., Gill R. Phys. Rew., 159, 3, 666, 103. Абдуллаев Г.Б.Б Алиев М.И., Алиев С.А. и др. Препринт №30, Инст.Физики, Баку-1974.

104. Абдуллаев Г.Б.Б Алиев М.И., Алиев С.А. и др. Препринт №33, Инст.Физики, Баку-1974.

105. Шафизаде Р.Б., Алиев Ф.И. и др. Неорг. Матер., 9, 7, 106. Блекмор Дж. Статистика электронов в полупроводниках, М. 107. Kane E.O. Phys. Chem. Solids, 1, 249, 108. Алиев Т.А., Гашимзаде Ф.М., Алиев С.А., Гаджиев Т.Г., Алиев Э.М., Алиев М.И. ФТП, 5(2), 323, 109. Алиев С.А., Суюнов У.Х., Алиев М.И., Изв. АН Азерб.ССР, 1, 63, 110. Алиев С.А., Суюнов У.Х., Алиев М.И., ФТП, 10, 2024, 111. Алиев С.А., Вердиева Н.А., Алиев М.И. сб.ВИНИМИ “Рипорт”, 9, 112. Алиев С.А., Агаев З.Ф. Неорг. Матер. 24, 12, 2050, 113. Алиев С.А., Агаев З.Ф. Неорг. Матер. 24, 2, 241, 114. Алиев С.А., Алиев Ф.Ф., Неорг. Матер. 24, 11, 1869, 115. Алиев С.А., Алиев Ф.Ф., Неорг. Матер. 24, 8, 1389, 116. Алиев С.А., Алиев Ф.Ф., Неорг. Матер. 25, 241, 117. Алиев С.А., Алиев Ф.Ф., Вердиева Н.А., Гасанов З.С. Изв.АН Азерб.ССР, сер.физ.мат. и тех.наук, 1,85, 118. Алиев С.А., Вердиева Н.А., Алиев М.И. ФТП, 12, 2075, 119. Алиев С.А., Гасанов З.С. Докл. АН Азерб.ССР, т.33, 11, 36, 120. Алиев С.А., Коренблит Л.Л., Шалыт С.С. ФТТ, 8, 3, 705, 121. Коренблит Л.Л., Шерстобитов А. ФТТ, 2,5, 675, 122. Алиев С.А., Суюнов У.Х., Алиев М.И. ФТП, 6,14,777, 123. Алиев С.А., Суюнов У.Х., Араслы Д.Г., Алиев М.И. ФТП, 7,6,1081, 124. Aliev S.A., Suyunov U.H., Aliev M.I. Int. conf. Of Phonon scat.

Solids, Paris, 1972, p. 125. Алиев С.А., Суюнов У.Х., Алиев М.И. ФТП, 7,10, 126. Рамазанзаде М.Г., Алиев С.А., Вердиева Н.А., Агаев А.М.

Изв.ВУЗ-ов Физика, 10, 27, 127. Алиев С.А., Алиев Ф.Ф., Гасанов З.С. Неорганич. Материалы, 26, 8,1767, 128. Алиев С.А., Алиев Ф.Ф. и др. Изв.ВУЗ-ов Физика, 6,41, 129. Равич Ю.И., Морговская Л.Я. ФТТ, 3,10,1528, 130. Ravich Y.J., Efimova V.A. and Tamarchenko I. Phys. Stat Sol. 43, 11, 453, 131. Demirel A.J., Aliev S.A., Aliev F.F., Turkish J. of Physics, 23, 6, 989, 132. Маделунг О. Физика полупроводниковых соединений элементов III и V групп, изд. “Мир”, 1967, 678с.

133. Гашимзаде Ф.М., Сеид-Рзаева С.М., Штейншрайбер В.Я. ФТТ, 14, 5, 928, 134. Смирнов И.А., Алиев С.А. ФТТ, 10, 9, 264, 135. Алиева М.А. Алиев С.А., Алиев М.И. ФТТ, 3, 10, 1585, 136. Шалыт С.С., Муждаба В.М., Галецкая А.Д., ФТТ, 8, 1277, 137. Алиев С.А., Гаджиев Т.М., Алиев М.И., Неорг. Матер. 9, 12, 138. Алиев С.А., Алиев Ф.Ф., Гасанов З.С. Неорг. Матер. 26,1767, 139. Алиев С.А., Никулин Е.И., Неорг. Матер. 13, 4, 744, 140. Gallavay J. Phys. Rev. v.113, 4, p.1046, 141. Gallavay J. Balyer H. J. Phys. Rev. 120, 4, 1149, 142. Гасанов З.С., Абдуллаев С.М., Алиев С.А. ж. Fizika, 2, с.6, 143. Гасанов З.С., Абдуллаев С.М., Научн. Труд. Моск. Гос. Пед.

Инст., сер. Естест. Науки, с.83, М.”Прометей”, 144. Гасанов З.С. Научн. Труд. Моск. Гос. Пед. Инст., сер. Естест.

Науки, с.83, М.”Прометей”, 145. Алиев С.А., Нашельский А.Я., Шалыт С.С. ФТТ, 7, 1590, 146. Алиев С.А., Шалыт С.С. ФТТ, 7, 3690, 147. Муждаба В.М., Огородников В.К., Алиев С.А., Шалыт С.С.

ФТТ, 11, 2, 148. Алиев С.А., Селимзаде Р.И., Гаджиев Т.Г. Изв. ВУЗ-ов, Физика, 28, 128, 149. Алиев С.А., Зульфигаров Э.И., Гаджиев Т.Г., Селимзаде Р.И., Изв. ВУЗ-ов, Физика, 32, 5, 128, 150. Алиев С.А., Селимзаде Р.И., Гаджиев Т.Г. Тезисы докл. Сов.

По физики узкозонн. П/п., Москва, 1986, с. 151. Herring C. Phys.Rev. 95, 954, Горбачев В.В. Полупроводниковые соединения А2В5, М.

152.

Наука, с.132, 153. Junod P., Helvetica Physica Acta, 32, 6-7, 567, 154. Алиев М.И., Гусейнов Р.И., Араслы Д.Г., ИФТ, 22, 1055, 155. Драбль Д.А., Гольдсмид Д. Теплопроводность полупроводников, М. ИЛ, 156. Аскеров Б.М. Кинетические эффекты в полупроводниках, Л.Наука, 1970, Электронные явления переноса в полупроводниках, М. Наука, 157. Алиев С.А., Зульфигаров Э.И., и др. ВИНИТИ №107, 158. Алиев С.А., Абдинов Д.Ш., Агаев З.Ф. Физические свойства сложных полупроводников, Баку, “Элм”, с.35, 159. Смоленский Г.А., Исупов В.А., ЖТФ, 24,1375, 160. Ринкявичус В.С., Микалькевичус М.П., ФТТ, 9, 2997, 161. Алексеевский Н.Е. УФН, 95, 253, 162. Ubbelohde A.R., Quart.Rev., 11, 246, 163. Kanzig W., Helv. Phys., 24, 175, 164. Kulcincki G.L. J. Amer. Ceram. Soc. 51, 582, 165. Мамедов К.П., Сулейманов З.И., Зейналов В.З., Кристаллография, 19, 1, 174, 166. Мамедов К.П., Гаджиев М.Ф., Нуриева З.Д., Сулейманов З.И.

ДАН СССР, 231, 1, 94, 167. Мамедов К.П., Гаджиев М.Ф., Нуриева З.Д., ФТТ, 19, 17, 2196, 168. Ролов Б.Н. Изв. АН Латв.ССР, 4, с.33, 169. Алиев С.А., Араслы Д.Г. и др. Изв. АН Азерб.ССР, сер. Физ мат и тех наук, 6, 97, 170. Szumi J., Miyatani S., J.Phys. Soc. Japan, 35, 312, 171. Крупников Е.С., Алиев Ф.Ю., Абдуллаев А.Г., ФТТ, 22, 8, 2468, 172. Крупников Е.С., Алиев Ф.Ю., Алиев С.А. ФТТ, 33, 11, 3408, 173. Микулинский М.А., ЖЭТФ, 53, 1071, 174. Azaj S.S., Phys. Status Solidi, 11, 121, 175. Алиев С.А., Гасанов З.С., Абдуллаев С.А. АТУ, Научные труды, фунд. Наука, 4, 17, 176. Алиев С.А., Гасанов З.С., Абдуллаев С.А., Гусейнов Р.К., АТУ, Научные труды, фунд. Наука, 4, 103, 177. Grew K.E., Pzc. Roy. Soc. 145, 509, 178. Волькенштейн М.В. Молекулы и жизнь М. Наука, 179. Бирштейн М.В., Птицын О.В. Конформация макромолекул М.Наука, 180. Ролов Б.Н. Изв. АН Латв.ССР, с. физю и тех. Наук, 1, 9, 181. Григас И.П., Карпус А.С. ФТТ, 9, 2882, 182. Френкель Я.И. Статистическая физика, М-Л., Изд. АН СССР, 183. Gelustka B., Ogorelec Z. J. Phys. Chem. Sol., 27, 957, 184. Ishikawa T., Miyatani S., J. Phys. Soc. Jap., 42, 159, 185. Tonej A., Tonejc A.M., Sol. Stat. Chem., 39, 259, 186. Kubasghwski P., J. Nolting. Ber. Bunsen Phys., 77, 74, 187. Murray R.M., Heyding R.D., Canad. J. Chem., 53, m878, 188. Heyding R.D., Canad. J. Chem.,44, 1233, 189. Ogorelec Z. J., Gelustka B., J. Phys. Chem. Sol.,30, 149, 190. Vieic Z., Ogorelec Z., Phil. Mag. B, 42, 287, 191. Ogorelec Z., Mestnic B., Devicic D.J., J. Mat., Sci., 7, 967, 192. Rahefs P., Phys. Chem., B 31, 157, 193. Borchert W., Kristalogr., 106, 5, 194. Физика суперионных полупроводников (под ред. Саломон М.Б.) Рига, Зинатне, 195. Vieic Z., Milato, Harvatic V., Ogorelec J. Phys. Rev., B24, 5368, 196. Vieic Z., Hortvatic V., Ogorelic Z., J. Phys.C, Sol. St. Phys., 15, 3539, 197. Абрикосов Н.Х., Банкина В.Ф., Коржуев М.А., Деменски Г.К.

ФТТ, 25, 2911, 198. Покровский В.Л., УФН, 94, 127, 199. Вакс В.Г., Ларкин А.И., Пикинс Е. ЖЭТФ, 51, 361, 200. Леванюк А.П., Изв. АН СССР, сер. Физ., 29, 878, 201. Леванюк А.П., ФТТ, 1776, 202. Вакс В.Г., Галицкий В.М., Ларкин А.И., ЖЭТФ, 54, 1172, 203. Вакс В.Г., ЖЭТФ, 54, 970, 204. Вакс В.Г., Препринт ИАЭ, 1877, М. 205. Шматов В.Т. Механизм кипения и кристаллизации, Наука и техн. С.67, 206. Русанов Л.И. Фазовые равновесия и поверхностные явления, Химия, 207. Гиббс В., Термодинамические работы, М. Гостехиздат, 208. Физическое металловедение (под ред.Капа Р.), т.2, М. Мир, 209. Gereninger A.B., Troinus A.R., Trans AJME, 185, 590, 210. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Статистическая физика М. Наука, 211. Kurth F., Naturwiss, 38, 281, 212. Френкель Я.И., Кинетическая теория жидкости, М-Л., изд. АН СССР, 213. Avrami M., J. Chem. Phys., 7, 1103, 1939;

8, 212, 1940;

9, 177, 214. Левич В.Г. Введение в статистическую физику, М. Гостехизд., 215. Ландау Л.Д., Ахиезер А.И., Лифшиц Е.М. Курс общей физики, М. Нукеа, 216. Nucleation Phenomena, Ind. Eng., Ghem., 44, 1270, 217. Башнин И.О., Латынин А.И., Малышева Е.Н. ФТТ, 37, 7, 218. Башнин И.О., Погнуев А.Ю. и др. ФТТ, 42, 1, 163, 219. Берг Л.Г., Труды сов. По термогр., Изд. АН СССР, М-Л, 59, 220. Берг Л.Г. Введение в термографию, М. Изд. Наука, 221. Мамедов К.П., Сулейманов З.И. ж. Физ.-химии т.XVIII, 3, 222. Берг Л.Г. Теплота ФП в твердых телах. Кристаллография, 16, 3, 1084, 223. Алиев Ф.Ф. Доклады НАН Азерб. 3-4, 80, 224. Мельникова С.В., Карташев А.В., Грапкина В.А. ФТТ, 44, 2, 225. Мельникова С.В., Карташев А.В., Грапкина В.А., Флеров И.Н., ФТТ, 45, 8, 1497, 226. Мельникова С.В., Грапкина В.А. ФТТ, 46, 3, 500, 227. Флеров И.Н., Карташев А.В., Грапкина В.А., ФТТ, 47, 4, 696, 228. Савицкий Е.М. и др. Материаловедение сверхпроводящих материалов, М., Наука, 229. Ottoc, Z. phys., v.215, 323, 230. Kawabe U., Kudom U., Fukase S., J. Phys. Soc., v.35, p. 108, 231. Роуз-инс А., Родерик Е. Введение в физику сверхпроводимости М. Мир, 232. Дежен П. Сверхпроводимость металлов и сплавов М. Мир, 233. Вонсовский С.В., Изюмов Ю.А., Курнаев Э.З.

Сверхпроводимость металл., их сплавов и соединений, М. Наука, 234. Mattias B. Phys. Today, v.24, 23, 235. Ролов Б.Н., Юркевич В.Э. Термодинамика фазовых переходов в сегнет. Твердых растворах, Рига, Зинатне, 236. Roberts B. U.S. Dep. Commece NBS Techn. Note, 482, 72, 237. Робертс Б.В. В сб. Новые материалы и методы исследования металлов и сплавов М. Металлургия, с.9, 238. Вонсовский С.В., Изюмов Ю.А., Курнаев Э.З.

Сверхпроводимость металл., их сплавов и соединений, М. Наука, 239. Смирнов А.В. В сб. Размытие ФП, Рига, с.3, 240. Buckincham M., Fairbagh W. Progress in low Temp. Phys. V.3, p.80, 241. Брошье Д. В сб. Труды V Бакуриан. Совет.-франц. Коллокв.

По сверхтекучести и СП, М. Т.3, с. 242. Roberts B.W., J. Phys. And chem.. Ref. Data, v.5, p.581, 243. Смирнов А.А. В сб. Размытие фазовых переходов с.29, 244. Абрикосов А.А. ЖЭТФ, т.32, с.1442, 245. Буккель В. Сверхпроводимость:Основы и приложения М.Мир, 246. Гинзбург В.Л., Андрюшин Е.А. Сверхпроводимость с.112, м.

Педагогика, 247. Беднорц, Мюллер Bednors J.G., Muller K.A. Z. Phys., v.B64, p.189-192, 248. Worthington T.K., Gallagher J. Dinger T., Phys. Rev. Lett., v.59, p.1160, 249. Worthington T.K et al. Phys. C., v.153-155, p.32, 250. Глазман Л.И., Кошалев А.Е., Лебед А.Г. ЖЭТФ, т.94, с.259, 251. Головашкин А.И., Красносвободнев С.И., Пачень Е.В., Шабанова Н.П. Краткие сообшение по физике, т.12, с.43, 252. Hudaka Y., Fnomoto Y., Suzuki M., et al. Jap. J. Appl. Phys., v.26, p. L726, 253. Jye K., Tamegai T., Takeya H., et al., Jap. J. Appl. Phys., v.26, p.L1850, 254. Алиев С.А., Алиев В.М. и др. Препринт №102 НПО КИ, Баку 1990, 255. Аншукова Н.В., Веселаго В.П., и др. СФХТ, т.2, №7, с.65, 256. Алексеевский Н.Е. и др. Письма в ЖЭТФ, т. 48, с.45, 257. Глазман Л.И, и др. Письма в ЖЭТФ, 46(приложение), с.140, 258. Wetch D.O. et al. Phys. Rev. B, v.36, p.2390, 259. Алексеевский Н.Е. и др. СФХТ, т.2, №10, 260. Nikai K., Prog. Theor. Phys., v.39, p.897, 261. Kanoda K., Mazaki H., Hisoito N., Phys. Rev., v.35, p.6736, 262. Aslamasov L.G., Larkin A.G., Phys. Lett., v.26, p.238, 263. Thompson R.S., Phys. Rev., v.1, p.327, 264. Хайкин М.С., Хлюстиков И.Н., Письмак в ЖЭТФ, 33, с.167, 265. Hikami S., Larkin A.G. Modern Phys. Lett. V.132, p.693, 266. Сергеева Г.Г. ФНТ, т.18, 8, с.797, 267. Yeh N.C., Phys. Rev., v.B40, 4566, 268. Mandal P., Poddar A. et al., Phys. Rev., B, v.38, 31, p.9205, 269. Березинский В.А. ЖЭТФ, 59, 907, 270. Kosterlitz M., and Thouless D.J., J. Phys. Rev. Lett., 42, 1165, 271. Beasley M., Mooiji J., Phys. Rev. Lett., 42, 1165, 272. Fisher D.S. Phys. Rev., B, v.22, 1190, 273. Fiory A., Hebarod A., and Giaberson W., Phys. Rev., B, v.28, 5075, 274. Ban M., Onogi T., Phys. Rev., B, v.40, 4419, 275. Artemenko S.N., Garlova J. and Latyshev V. Phys. Lett., A138, 428, 276. Halperin R., Lubensky T.C., Ma S.K., J., Phys. Rev. Lett.,32, 292, 277. Affleck J. and Brezin E., Nucl. Phys B257, 451, 278. Ларкин А.И. ЖЭТФ, 58, 1466, 1970;

Larkin and Ovchinnikov Y., J. Low Temp. Phys., 43, 409, 279. Muller K., Takaghige M., Bernorz J., J., Phys. Rev. Lett.,58, 1143, 280. Heberd A., Gammel P., Rice C. and Levi A. J., Phys. Rev. B40, 5243, 281. Maki K., Takayama H., Prog. Theor. Phys. 41, 1651, 282. Ferrant S. and Gough C.E., J., Phys. Rev. Lett.,34, 946, 283. Марченко В.А., Никулов А.В. ЖЭТФ 86, 1395, 284. Руткевич С.В., ФНТ, 16, 288, 285. Jkeda R., Ohmi T., Tsuneto T., J. Phys. Soc. Japan, 59, 1740, 286. Nikulov A.V., Supercond. Sci. Technol. 3, 377, 287. Schafroth R.M. J., Phys. Rev. 100, 463, 288. Aronov A.V., Hikami S., Larkin A., J., Phys. Rev. Lett., 62, 965, 289. Hohenberg P., J., Phys. Rev. 158, 383, 290. Дзялошинский И.Е., Кац Е.И. ЖЭТФ, 55, 2373, 291. Кац Е.И. ЖЭТФ, 56, 1675, 292. Булаевский А.И. УФН, 116, 449, 293. Глазман Л.И., Кошелев А.Е. ЖЭТФ, 97, 1371, 294. Martin S., Fiorg A., Fleminf R., Waszerchak J., J., Phys. Rev. Lett., 60, 2194, 295. Артеменко С.Н., Горлова И.Г. Латышев Ю.И. Письма в ЖЭТФ, 49, 566, 296. Горлова И.Г. Латышев Ю.И. Письма в ЖЭТФ, 51, 197, 297. Houghton T., Phys. Rev. B42, 906, 298. Anderson P.V., Kim V. Rev. Mod. Phys., 36, 39, 299. Yesherun Y., Malozemoff A.P., J., Phys. Rev. Lett.,60, 2262, 300. Цидильковский В.М., Цидильковский И.М., ФММ, т.65, в.1, с.83, 301. Казмин С.А., Кайфданов В.И., Лейсинг Г., ФТТ, 30, 10, 2955, 302. Алиев С.А., Алиев В.М. и др. Препринт№348 ИФАН Азерб.ССР, 303. Aliev S.A., Ragimov S.S., Aliev V.M., Selim-zadeh R.I., Proceed.

Of First Refional conf. On magnetic and Supercond. Materials (MSM 99), Tegeran, 1999, p. 304. Aliev S.A., Ragimov S.S., Aliev V.M., Selim-zadeh R.I., Fizika, №3, 19, 305. Aliev S.A. J. Fizika, 4, p. 32, 306. Алиев С.А., Рагимов С.С., Алиев В.М. Изв. НАН Азерб. Сер.

Физ.-мат. и тех наук, 2, 67, 307. Aliev S.A., Ragimov S.S., Aliev V.M., J. Fizika, 9, 3-4, p.30, 308. Aliev S.A., Abhandungen der WGB Band 3, p.274, Berlin, 309. Aliev S.A., Bagirov J.A., Ragimov S.S., Aliev V.M., J. Rare Earths, 3, p.1060, 310. Aliev S.A., Ragimov S.S., Bagirov J.A., Turkish J. of Physics, 18, 1051, 311. Aliev S.A., Ragimov S.S., Aliev V.M., J. Low Temp. Phys., 22, 6, p/522, 312. Grasso G., Marti F., et al., Phys. C, 281, 271, 313. Алиев С.А., Алиев В.М. и др. Препринт №348, ИФАН Азерб.ССР.

314. Lan M., Lin J., et al. J., Phys. Rev. B47, 454, 315. Kitazava K., Kamba S., Naito S., Jap. J. Appl. Phys., 28, 1555, 316. Kamba S., Naito S., Kitazava K., et al. Phys. C., 160, 243, 317. Masker W., Marselya S., Parks K., J., Phys. Rev. B8, 745, 318. Halperin B., Nelson D., J. Low Temp. Phys., 36, 599, 319. De Haas W., Vood J., J. Commun. Phys. Univer. Laiden, №2146, 320. Физика низких температур (под ред. Шальникова А.И.) М.

1959, с.612, 321. Иона Ф., Ширане Д., Сегнетоэлектрические кристаллы М. ИЛ.

322. Бергер М.Дж. Кристаллография, 16, 1084, 323. Алиев С.А., Гасанов З.С., Мамедов С.О., Науч. Труды АТУ, ест. Науки, II, 4, 11, 324. Гасанов З.С., Алиев С.А. Науч. Труды АТУ, ест. Науки, I, 76, 325. Кенциг В., Сегнетоэлектрики и антисегнетоэлектрики, М. ИЛ, 326. Алиев С.А., Агаев З.Ф., ФТП, 9, 327. Рзаев К.И., Гасанов З.С., Расулов А.И., Труды Аз. Сел. Хоз.

Инст., В.29, с.203, 328. Aliev S.A., Gasanov Z.S., Abdullaev C.M., Guseynov R., J. Fizika, 329. Алиев С.А., Гасанов З.С., Абдуллаев С.М., Науч. Труды АТУ, ест. Науки, с.17, 330. Алиев С.А., Агаев З.Ф. ФТТ, № 11, 331. Алиев С.А., Гасанов З.С., Мамедов С.О., Науч. Труды АТУ, ест. Науки II, 4, 11, 332. Гультяев П.В., Петров А.В. ФТТ, 1, 368, 333. Чижиков Д.М., Счясливый В.П. Теллурид и Теллуриды, М.

Наука, 334. Алиев С.А., Араслы Д.Г., Физические основы термомагнитных преобразователей ИК излучения, Препринт №42, ИФАН Азерб.ССР, 27с., 335. Гасанов З.С., Абдуллаев С.М., Алиев С.А., J. Fizika, №2, 6, 336. Патент №1334363, Великобритания, HJKGJA, 17.10. 337. Алиев С.А., Рагимов С.С. и др. А.с.СССР №1241955, 338. Алиев С.А., Алиев М.И. А.с.СССР №8282, 339. Патент №1334363, Великобритания, HJKGJA, 17.10. 340. Алиев С.А., Селимзаде Р.И. и др. “Термоэлектрический усилитель на основе Ag2Te” А.С. СССР, №1241955, 341. Алиев С.А., Рагимов С.С. и др. Термоэлектрический усилитель на основе Ag2S” А.с.СССР, №1795844, 342. Алиев С.А., Алиев М.И. и др. “Материал для холодильника Эттингсгаузена из Ag2Te” А.с.СССР, №828269, 343. Алиев С.А. Fizika, 11, 24, 344. Алиев С.А., Алиев Ф.Ф. ФТП, №12,

Pages:     | 1 |   ...   | 4 | 5 ||
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.