EFFETS STRUCTURAUX DE LA DIMENSIONNALITÉ DANS LES CONDUCTEURS UNIDIMENSIONNELS

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EFFETS STRUCTURAUX DE LA

DIMENSIONNALITÉ DANS LES CONDUCTEURS

UNIDIMENSIONNELS

S. Megtert, Jean Pouget, R. Comès

To cite this version:

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JOURNAL DE PHYSIQUE _{Colloque C7, supplkment au no}12, Tome 38, dkcemhre 1977, page C7- 243

EFFETS STRUCTURAUX DE LA DIMENSIONNALITE

DANS LES CONDUCTEURS UNIDIMENSIONNELS

S . MEGTERT, J. P. POUGET et R. COMES

Lttboratoire de Physique des Solides, Universite Paris-Sud, 91405 Orsay, France

RbumC. - Depuis longtemps deja, des travaux thtoriques avaient predit qu'en abaissant la dimensionnaliti dans les conducteurs, on devrait s'attendre i trouver une anomalie de Kohn pro- noncee au vecteur d'onde 2 k, et, plus encore, pour le cas de conducteurs 1-D ou l'on devrait avoir un nouveau genre de transition de phase d'un etat metallique un etat isolant, dit de Peierls. Ceci fut demontrk sans ambigu'ite experimentalement par des mesures de diffusion des rayons X et des neutrons sur des composes a chaine de platine de la famille des sels de Krogmann comme K C P (K,Pt(CN),Br,,3,-xH,0) oh le niveau de remplissage de la bande de conduction, et ainsi la valeur prkcise de 2 k, sont connus directement d'apr&s la composition chimique.

D'autres experiences sur des conducteurs organiques 1-D, comme TTF-TCNQ, qui posskdent deux types de chaines conductrices correspondant a w deux genres de molecules, ont montre des effets plus riches. Des phonons de modes differents, pour le vecteur d'onde 2 k,, semblent se condenser B des temperatures differentes, produisant ainsi une succession de transitions de phase a 54,49 et 38 K. U n effet supplementaire au vecteur d'onde 4 k, a aussi et& observe mais n'a pas encore recu une expli- cation complbte.

Abstract. - Theory has predicted long ago that lowering the dimensionality of metals should give rise to enhanced Kohn anomalies a t the wave vector 2 k, and most strikingly in the case of l-D conductors to a particular kind of phase transition from a metallic state to a Peierls insulator. This has been unambiguously determined experimentally by X-ray and neutron scattering from the platinum chain Krogmann salts such as K C P (K2Pt(CN),Br,~3,-xH#) where the electronic band filling, hence the precise value of 2 k, is directly known from the chemical composition. Further experiments on l - D organic conductors such as TTF-TCNQ, which have two different kinds of conducting stacks corresponding to the two molecular species, have shown much richer effects. Different phonon modes at the wave vector 2 k, appear to condense at different temperatures, pro- ducing a sequence of several phase transitions a t 54.49 and 38 K. An additional I-D feature observed at the wave vector 4 k, 15 not yet fully ~ ~ n d e r s t o o d .

1. Introduction. - De nombreux travaux rkents

ont Ctt consacres a I'etude de composes presentant des proprittts tlectriques quasi unidimensionnelles : des mttaux linkaires. Ces materiaux peuvent actuellement Ctre classes en deux grandes familles :

(i) Les sels de Krogrnann [l] dont les plus CtudiCs sont les complexes plans carrks du platine, type K2Pt(CN),Bro,,o-xH20 ou KCP pour lesquels on trouve all/a,

=

10'.

(ii) Les sels organiques a transfert de charge comme TTF-TCNQ [2] pour lesquels o,,/a, 2. 103.

Les proprittb tlectriques de certains de ces composCs viennent d'Ctre dkrites par JerGme 131. L'interEt prin- cipal des etudes structurales de ces matkriaux est qu7ils subissent gtnkralement une transition de phase mttal- isolant d'un type particulier transition de Peierls qui

rksulte d'un couplage direct de certaines vibrations du rtseau avec les electrons de conduction. Proprittes structurales et proprittks tlectriques sont ainsi inti- mement likes.

D'une maniere gknerale dans un metal, une vibration de rtseau engendre une perturbation du potentiel auquel est soumis le gaz d'electrons. En consequence, les electrons se deplacent pour faire ecran a ce potentiel, ce qui, en retour, modifie le potentiel auquel sont soumis les ions du reseau. Les constantes de forces sont donc modifiees et la frequence du mode de vibration associe de vecteur d'onde q depend de la susceptibilite tlectronique )('(q). La frkquence renormalisk w(q) est donnke par la relation

ou o,(q) est la frequence non renormaliste et A la constante de couplage tlectron-phonon.

Toute anomalie dans la fonction ~ ( q ) se repercutera donc dans le spectre de phonon. La susceptibilite tlectronique est donnee par la relation :

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C7-244 S. MEGTERT. J. P. POUGET ET R. COMES

oh E, est l'energie de l'etat electronique de moment k

et f (E13 la fonction de distribution de Fermi.

Dans le cas d'un metal 3-D usuel, ~ ( q ) n'a qu'une faible anomalie pour chaque vecteur d'onde q = 2 k, (k, est le vecteur d'onde de Fermi), ce qui produit l'habituelle anomalie de Kohn dans le spectre de phonons des metaux. Dans le cas extrCme du metal I -D

au contraire, la surface de Fermi est limitee a une paire de points singuliers

+

k,

et - k , ; il s'ensuit que pour le vecteur d'onde q = 2 k,, E,

-

= 0

sur toute la somme donnant ~ ( q ) , ce qui donne naissance a une anomalie de Kohn geante [4]. Lorsque le mode de plus faible frequence de cette anomalie se condense (W -+ 0) et produit une distorsion statique

du reseau de periode 2 n/2 k,, un gap est ouvert au

niveau de Fermi (figure l ) ; c'est la transition metal- non metal de Peierls.

FIG. I . - Schema de I'ouverture d'un gap dans la bande de conduction d'un conducteur l-D; un tcl gap rcquicrt la formation d'un bord de zone au vecteur d'onde k,, donc une distorsion

du reseau de vecteur d'onde 2 k,.

Dans un systeme strictement l-D, cette transition ne se produit qu'a 0 K,

a

toute temperature finie en effet, suffisamment dYClectrons sont excites vers la bande superieure pour faire disparaitre le gain d'energie qui resulte de l'ouverture d'un gap. Un systeme reel n'est toutefois que quasi l-D et des compensations de charges entre chaines adjacentes ou une legkre plantarite de la surface de Fermi peuvent contribuer au mecanisme de la transition de Peierls qui se produit alors a temperature finie [ 5 ] .

Les etudes experimentales par diffusion des rayons X, ou diffusion des neutrons, ont au moins qualitativement confirm6 la description schematique qui vient d'etre donnke, tant pour les sels de Krogmann que pour les complexes a transfert de charge unidimensionnels.

2. Etude dt KCP. - Dans le cas des sels de Krog-

mann, qui ont et6 etudies en premier de ce point de vue, il a en particulier et6 aise d e vtrifier I'tquivalence entre le vecteur d'onde 2 k, que l'on peut deduire directe-

ment de la formule chimique, et le vecteur d'onde oh ont Ctt observes expkimentalement les effets prt- curseurs et la mise en ordre tridimensionnelle B basse temperature. La figure 2a est un diagramme de diffu-

sion X de KCP (K,Pt(CN),Br,,,-xH,O) oh l'on observe clairement de part et d'autre des strates de taches

.

de Bragg perpendiculaires a I'axe unidimen- sionnel, d e w lignes diffuses

a

+

2 k , ; les lignes

diffuses correspondent aux modes de plus basse frtquence, donc de plus grande amplitude, de l'anomalie de Kohn dans la phase metallique [6]. La figure 2b donne une vue perspective de la surface de dispersion, mesurke par diffusion intlastique des neutrons sur le meme syst2me et Q la temperature ambiante [7].

A basse temperature, vers 120 K, on observe un couplage progressif des ondes de densite de charge entre chaines paralliles, de telle maniere que leurs phases soient en opposition entre chafnes adja- centes [8]. Les figures 2c et 2d montrent respective-

ment un diagramme de rayon X realise a 77 K et la formation des taches de surstructure mesurie par diffusion des neutrons. Comme on peut le voir sur la figure 2d, l'ordre entre chaines a basse temperature ne parvient pas a s'etablir complttement, ce qui a gtntralement tte attribuk au desordre intrinstque de ces cristaux (occupation partielle du site halogene [l]). On pense que la phase des ondes de densite de charge est ancree sur des defauts, ce qui s'oppose

a

l'ktablisse- ment d'un ordre a grande distance entre chaines ; il a cependant tte suggert que la transition de phase s'accomplit completement sous trks haute pression [9].

L'ttude detaillee des proprietes dynamiques par diffusion intlastique des neutrons au voisinage de l'anomalie de Kohn et en fonction de la tempkrature a donne des resultats difficiles a analyser. La largeur en q de I'anomalie dans la direction des chaines est en effet inferieure aux meilleures resolutions experimentales ; ceci rend ici t r b altatoires les distinctions que l'on peut habituellement faire entre dkplacement de frtquence, amortissement et effet de resolution

[IO].

Cette ambigui'te bans I'analyse des resultats, avec le desordre de structure dkja mentionnt plus haut, donne mEme un certain credit a des modiles a deux phases ou coexistent a toute temperature des segments conducteurs metalliques et des segments isolants, ces demiers se developpant a basse temperature aux depens des premiers [l l].

D'autres composes l-D a chaines de platine ont t t t brikement Ctudies, le plus souvent par diffusion des rayons X ; dans tous les cas on a observe les lignes diffuses de l'anomalie de Kohn au vecteur d'onde 2 k, calculable

a

partir de la formule chimique. Le tableau I donne la liste des composes CtudiCs a ce jour de ce point de vue.

(4)

7000.

6000- a

2

sooo-

FIG. 2. -- a) Diagramme de diffusion X de KCP i 300 K (d'aprb Comes er al. [g]), montrant le caractere l-D de l'anomalie 2 k,

(ligne diffuse continue). 6 ) Surface de dispersion de KCP a 300 K (d'apres Renker ef al. 171). c) Diagramme de diffusion X de KCP a 77 K (d'apres Comes et al. [g]), la modulation de I'intensite des lignes diffuses 2 k, atteste de I'existence de corr6lations entre chaines. d) Formation de maxima diffus au vecteur d'onde nla, rrla. 2 k,, montrant I'etablissement d'un couplage progressif entre

chaines (d'aprks Renker et al. [S]).

resulte cependant d'autres complications. On ne connait pas le vecteur d'onde de Fermi (ou le transfert de charge). I1 y a dans ces materiaux deux types de chaines conductrices. Les molCcules sont inclinees par rapport a la direction de conduction, ce qui permet des

ondes de densite de charge de polarisation transverse (figure 3b), contrairement aux niodhles theoriques

strictement linkaires et au cas de KCP oh elles sont longitudinales. Une autre difficult6 vient de la taille extrCmement limitke des cristaux, surtout pour des etudes en diffusion de neutrons.

La figure 4 montre un diagramme de rayon X obtenu avec le compod TSeF-TCNQ

a

30 K [l 61, c'est-a-dire

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S. MEGTERT, J . P. POUGET ET R. COMES

T C N Q T T F

FIG. 3. - a ) Structure schtmatique de TTF-TCNQ et de la plupart des conducteurs organiques l-D. b) En raison de l'incli- naison des molkules, des ondes transverses comme des ondes longitudinales peuvent modifier la densite de charge le long des

chaincs. 6.4 c \

.-.

...

\--*, -, 40 TTF - TCNQ ( N 7 ) C m 10 min

FIG. 5. - Contours d'intensite en fonction de o et de.q mesurts par diffusion inelastique des neutrons et montrant la formation de l'anomalie de Kohn 2 k, dans TTF-TCNQ (d'apres Shirane

et al. [l 81).

pkrature, TTF-TCNQ a rev616 une succession de trois phases au-dessous de 54 K [19].

49 K < T < 54 surstructure 2 a X 3,40 b X c

38 K < T < 49 surstructure x ( T ) a X 3,40 b X c

T < 38

-

4 a X 3,40b X c .

FIG. 4. - Diagramme de diffusion X a 30 K dc TSeF-TCNQ. L'existence de cette serie de phases isolantes a kte

L'existence d'un atome lourd comme le sklenium rend les lignes _{directement attribuee}

_a

_{l'existence dans}_{~ F - T C N Q} diffuses 2 k, t r b contrastkes. L'interruption dcs diffusions est un

effct de factcur de forme (d'aprts Megtert et al. 116)). des deux types de chaines conductrices. Dans ces

modeles [20], comme va le dtcrire Barisic [21], la premikre transition de phase a 54 K est attribute a la structure de multiplicitk 2 a. X 3,15 b X nc [17]. Les

lignes diffuses correspondant a l'anomalie de Kohn sont ici interrompues, contrairement au cas de KCP, en raison du facteur de forme des moltcules. De leur position on peut dkduire directement la valeur de 2 k,,

donc le transfert de charge entre donneur et accepteur, soit 0,63 electron (pour TSeF-TCNQ).

La figure 5 montre les rtsultats obtenus par dfiusion inelastique des neutrons avec l T F - T C N Q au-dessus de la transition de Peierls [IS]. Les conditions experimentales trks difficiles, avec un assemblage de 17 cristaux totalisant un volume d'environ 15 mm3, n'ont cependant pas permis d'ktudier les proprittks dynamiques au voisinage immediat de la transition d e Peierls (54 K).

transition metal-isolant sur l'un des systkmes de chaines conductrices (que l'on pense Ctre les TCNQ), alors que la seconde est attribuk A la transition sur le

deuxikme systeme de chaines conductrices (que l'on pense Ctre TTF). Entre 49 K et 38 K enfin, le change- ment continu de la multiplicitt dans la direction a en fonction de la temperature est attribuk a un couplage entre les distorsions sur les 2 types de chaines jusqu'au

lock-in a la multiplicite 4 a pour la transition du

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EFFETS STRUCTURAUX DE LA DIMENSIONALITE DANS LES CONDUCTEURS C7-247

certains complexes ordonnts a un seul type de chafnes conductrices tels que Na-, K-, et Rb-TCNQ, on n'observe qu'une seule transition de phase et une surstructure dans l'etat isolant correspondant a la pre- miere phase de TTF-TCNQ au-dessous de 54 K [23].

TTF-TCNQ a revele en outre un effet precurseur supplementaire de vecteur d'onde 4 k,. Le diagramme

de la figure 6 obtenu dans la phase conductrice haute temperature montre clairement l'existence de deux series de lignes diffuses correspondant, dans la direction des chaines, aux vecteurs d'onde 2 et 4 k, [24].

FIG. 6. - a ) Diagramme de diffusion X de TTF-TCNQ a 60 K montrant la coexistence de 2 series de figures diffuses, respecti- vement de vecteur d'onde 2 et 4 k, (d'aprhs Pouget el al. [24]).

h ) Schkma du diagramme a ) .

L'etude en fonction de la temperature permet d7Ccarter l'hypothtse d'un effet de diffraction d'ordre superieur dans la phase conductrice haute temperature, les lignes diffuses de vecteur d'onde 4

k,

sont en effet seules observables au-dessus d e 150 K, et de plus on a trouvt que la direction des deplacements ou mouvements

atomiqucs associt;s h i t dilrerentc (longitudinale) de celle correspondant a I'anomalie 2 k, qui est partielle- ment transverse [24]. Par contre dans les phases isolantes basse temperature, les reflexions satellites de vecteur d'onde 4 k, qui deviennent mesurables

au-dessous d'environ 46 K se comportent comme des ordres superieurs des reflexions principales de vecteur d'onde 2 k,. I1 n'est pas encore clairement ttabli si,

au-dessus de 46 K, ces reflexions sont uniquement trop faibles pour Ctre mesurees ou s'il existe une transition de phase supplkmentaire aux environs de 46 K, comme I'ont suggQk des mesures recentes de chaleur we- cifique [%].

L'origine des effets observes au vecteur d'onde 4 k,

n'est pas encore bien comprise. On a genkralement evoque des interactions particulikres entre electrons sur au moins un type de chaine [26]. T r b schematique- ment, si on considere les electrons localisks de la phase isolante, on peut voir que dans le cas habitue1 oh on a 2 electrons de spin oppose par site, on obtient une surstructure 2 n/2 k, ; par contre, si comme dans une bande de Hubbard l'interaction est telle qu'on ne peut avoir qu'un electron par site, pour un mCme nombre d'tlectrons, on obtient une surstructure 2 n/4

k,

(figure 7) [27]. Dans ce dernier cas, on obtient Cgalement une onde de densite de spin de ptriode 2 1112 kF [28] a laquelle on a tent6 d'attribuer des

resultats douteux de mesures inelastiques de diffusion des neutrons [29].

FIG. 7. - Schema des sites occupks par un meme nombre d'electrons : a ) I1 peut y avoir 2 electrons de spin opposes par site, leur localisation est produite par une distorsion de periodc 2 n/2 k. h ) I1 ne peut y avoir qu'un electron par site, leur localisation est

donc produitc par une distorsion de periode 2 n!4 k,.

D'autres modeles ont essay6 d'imaginer des mouvements de molCcules [30] ou mCme des dtfauts [31] qui engendrent un effet de vecteur d'onde 4 k,, mais ils

semblent pour le moment peu compatibles avec les resultats exptrimentaux, notamment la polarisation effectivement observke [24].

D'autres complexes a transfert de charge ont ete brikvement ktudiks, par diffusion des rayons X ; on en trouvera la liste dans le tableau 11. Dans tous les cas

on a observe les effets de vecteur d'onde 2 k,, ce qui a

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C7-248 S. MEGTERT, J . P. POUGET ET R. C O M ~ S

TABLEAU I1

Transfert

Composk 2 L, mesurC de charge RCf.

- - - TTF-TCNQ 2 kF = 0,295 0,59 [18-191 TSeF-TCNQ 0,315 0,63 [16-171 HMTSeF-TCNQ 0,37 0,74 [l71 HMTTF-TCNQ 0,36 0,72 (321 Na, K, Rb-TCNQ 0.5 1 8 P31

4. Conclusion. - Nous avons tente de resumer britvement ci-dessus l'essentiel des resultats experi- mentaux obtenus sur les conducteurs unidimensionnels et leurs transitions de phase metal-isolant par- ticulibres, du point de vue des effets structuraux. L'existence de modulations displacives dont la periode est incommensurable par rapport au rtseau principal n'est en soi pas un phCnom2ne totalement nouveau,

mais leur etude avait tte jusqu'ici trbs limitee. Le grand interCt qui s'est manifeste pour les conducteurs l-D ou 2-D a motive des travaux plus dCtaillCs tant du point de vue theorique que du point de vue exp.eri- mental, ce qui a permis d'aborder les proprietb dynamiques associees aux transitions de phase qui donnent naissance a ces structures.

Les rksultats structuraux sont certes encore trbs incomplets, mais, peut-Ctre plus encore que pour les materiaux habituels, ils ont et6 indispensables pour la comprehension des propriktts physiques, et plus particulitrement Clectriques, de ces compods. Les nombreux travaux theoriques qui ont suivi la mise en evidence experimentale des anomalies de Kohn et des transitions de phase dans KCP ou TTF-TCNQ en fournissent la meilleure preuve [33]. Peut-Ctre faut-il

souligner aussi combien l'utilisation compltmentaire de techniques de diffusion des rayons X, associkes aux mesures par diffusion des neutrons, a Cte determinante pour l'etude de ces materiaux.

[l] KROGMANN, K., Ang. Chem. Ed. Engl. 8 (1969) 35. [l71 WEYL, C., ENGLER, E. H., BECHGARD, K., JEHANNO, G., [2] GARITO, A. F., HEEGER, A. J., ACC. Chem. Res. 7 (1974) 232. ETEMAD, S., Solid State Commun. 19 (1976) 925. [3] J ~ O M E , D., J. Physique Colloq. 38 (1977) C7. [l81 SHIRANE, G., SHAPIRO, S. M., COMES, R., GARITO, A. F. et [4] KOHN, W., Phys. Rev. Lett. 2 (1959) 393. HEEGER, A. Y.. Phys. Rev. B 14 (1976) 2325.

FROLICH. H., Proc. R. SOC. A 223 (1954) 296. _{[l91 DENOYER,}_{F., COMES,}_{R., G A R I T ~ ,}_{A. F., HEEGER,}_A._{J., Phys.} PEIERLS, R. E., Quantum Theory of Solidr (Clarendon Oxford) _{Rev. Lett.}₃₅_{(1975) 445.}

1964. _{K A G ~ H I N A ,}_{S., ANZAI, M., KAJIMURA,}. . _{K., ISHIGURO,}_T., AFANASEV, A. M., KAGAN, Y., SOV. Phys. JETP 16 (1963) _{J. Phys. Soc. Japan}₃₉_{(1975) 1143.}

1030. _{COMES, R., SHAPIRO,}_S._M.,_SHIRANE,_{G., GARITO,}_A._F., [5] BARISIC, S., Phys. Rev. B 5 (1972) 941 et ARN. Phys. 7 (1972) 23. _HEEGER,_{A. J., Phys. Rev. Lett.}₃₅_{(1975) 1518 et Phys.}

GORKOV, L. dans Collective Properties of Physical Systems, _{Rev. B}₁₄_{(1976) 2376.}

Edit2 B. et S. Lundquist (Academic Press, New York) _ELLENSON,_{W. D., COMES,}_{R., SHAPIRO,}_{S. M., GARITO, A. F.,} 1973. _HEEGER,_{A. J., Solid State Commun.}₂₀_{(1976) 53.} HOROWITZ, B., GUTFREUND, M., WEGER, M., Phys. Rev. B

9 (1974) 1246. [20] SAUB, K., BARISIC, S., FRIEDEL, J., Phys. Lett. 56A (1976) 302.

(61 COMES, R., LAMBERT, M., LAUNOIS, H., ZELLER, H. K., Phys. BAK, P., EMWY, V. J., Phys. Rev. Letr. 36 (1976) 978. Rev. B 8 (1973) 571. SCHULTZ, T. D., ETEMAD, S., Phys. Rev. Lett. 36 (1976) 978.

[7] ~ N K E R , B. et C o r n , R. dans Low Dimensional Cooperative B ~ L 1 s , A. B., BARISIC, S., P h ~ s . Rev. Lett. 37 (1g76) 1517. Phenomena, Ed. H , Y , Keller (Plenum New York) 1975. [211 BAR1slc, S., J . Physique Col[oq. 38 (l977) C7.

[8] COMES, R., LAMBERT, M,, ZELLER, M. R., Phys. Stat. Sol. [22] ToMKIEWICZ* Y., A. R.* J. B., Phys. 58 (1973) 587. 'Rev. Lett. 36 (1976) 751.

RENKER, B., PINTSCHOVIUS, L., GLASER, W., RIETSCHEL, H., RYBACZEWSKI, E., SMITH, S., GARITO, A. F., HEEGER, A. J., COMES, R., LIEBERT, L. et DREXEL, W., Phys. Rev. Lett. SILBERNAGEL, B., Phys. Rev. B 14 (1976) 2476.

32 (1974) 836.

LYNN, J. W., IZUMI, M., SHIRANE, G., WERNER, S. A. et SAIL- LANT, R. B., Phys. Rev. B 12 (1975) 1154.

[9] MULLER, W. H. G. et J ~ ~ R O M E , D., J. Physique Lett. 35 (1976) L-978.

[l01 CARNEIRO, K., SHIRANE, G., WERNER, S. A. et KAIS~R, S.,

Phys. Rev. B 13 (1976) 4258.

STEIGMEYER, E. F., LOUDON, R., HARBEKE, H., AUDERSET, M., SCHEIBER, G., Solid State Commun. 17 (1975) 1447. (11) KUSE, D., ZELLER, H. R., Phys. Rev. Letr. 27 (1971) 1060.

RICE, M. J., BERNASCONI, J., J. Phys. F 3 (1973) 55. PHILIPS, J. C., Phys. Star. Sol. (b) 77 (1976) 259.

[l21 CARNEIRO, K., ECKERT, J., SHIRANE, G., Solid State Comrnun.

20 (1976) 333.

1131 SCHULTZ, A. Y., STUCKY, G. D., WILLIAMS. J. M., KOCH, T. R., MAFLY, R. L., Solid State Commun. 21 (1 977) 197. 1141 BERTINOTI, A., BERTINOTI, C., JWANNO, G., C . R. Hebd.

Stan. Acad. Sci. 278B (1974) 45. (151 DUBOIS, J. Y., T b b e 3c Cycle, Orsay (1975). [l61 MEGTERT, S., GARITO, A. F., COMES, R., B paraitre.

[23] TERAucm, H., A paraitre.

(241 POUGET, J. P., KHANNA, S. K., D E N O Y ~ , F., COMES, R., GARITO, A. F., HEEGER, A. J., Phys. Rev. Letr. 37 (1976) 437.

KHANNA, S. K., POUGET, J. P., COMES, R., GARITO, A. F., HEEGER, A. J., Phys. Rev. (1977).

[25] DJUREK, D., FRANULOVIC, K., PRESIER, M,, TOMIC, S., GIRAL, L., FABRE, J. M,, Phys. Rev. Lett. 38 (1977) 715. [26] EMERY, V. J., Phys. Rev. Lett. 37 (1976) 1227.

LEE, P. P., RICE, T. M., KLEMM, R. A., Phys. Rev. B 15 (1977) 2984.

TORRANCE, J. B. dans Chemistry and Physics of one Dimen-

sional Metals, Ed. H . J. Keller (Plenum) 1977. [27] OVCHINN~KOV, A. A., SOY. Phys. JETP 37 (1973) 176.

BERNASCOM, J., RI&, M. J., SCHNEWER, W. R., STRASSLW, S.,

Phys. Rev. B 12 (1975) 1090. 1281 TORRANCE, J. B., A paraitre.

(8)

EFFETS STRUCTURAUX DE LA DIMENSIONALITE DANS LES CONDUCTEURS C7-249

[30] WEGER, M., FRIEDEL, J., J. Physique 38 (1977) 241.

[31] Prmr~s, J. C., B paraitre.

[32] MEGTERT, S., COMES, R., GARITO, A. F., i paraitre.

[33] Pour des revues dktaillkes, on peut voir :

- Lecture notes in Physics 34 One dimensional Conductors

(Springer, New York) 1975.

- Low Dimensional Cooperative Phenomena, Ed. H. J . Keller (Plenum Press, New York) 1975.

- Chemistry and Physics of one Dimensional Metals, Ed. H. J. Keller (Plenum Press, New York) 1977.

- Proceedings of the Conference on Organic Conductors and Semi-Conductors, Siofok (Hungary) 1976, in Lecture Notes in Physics 65 Organic Conductors and Semi- conductors (Springer, New York) 1977.

- BULAWSKII, Usp. Fiz. Nauk. 115 (1975) 263.