Прыжковая проводимость

При сильном электрон-фононном взаимодействии область искажений может быть соизмерима с параметром а. Этот случай соответствует образованию полярона малого радиуса. Из-за сильного взаимодействия электрона с решеткой ПМР оказывается очень стабильным. За счет тепловых флуктуаций ПМР перемещается в кристалле прыжками , из одного полол<ения в другое. Если к диэлектрику прилол ено электрическое поле, то прыжки ПМР становятся направленными, т. е. возникает прыжковая проводимость. Подвижность ПМР чрезвычайно мала. Ее зависимость от температуры описывается выражением [c.274]

Проводимость, связанная с носителями, которые совершают перескоки между локализованными состояниями вблизи уровня Ферми. Этот процесс аналогичен прыжковой проводимости по примесям в сильно легированных компенсированных полупроводниках. В области локализованных состояний электрон с заданной энергией не может удалиться достаточно далеко от своего центра локализации. Хотя может существовать перекрытие волновых функций некоторых состояний, отвечающих достаточно близким потенциальным ямам, его недостаточно для того, чтобы проводимость системы при Т=0 К была отлична от нуля. В области локализованных состояний стационарный перенос заряда может происходить лишь путем перескоков носителей [c.361]

Очевидно, что в прыжковой проводимости принимают участие только электроны с энергиями в интервале порядка квТ около уровня Ферми. Число таких электронов [c.361]

В области низких температур оказывается, что АЕ не постоянна. Здесь электрон-ы могут с большей вероятностью перескакивать на более удаленные состояния, разность энергий между которыми может быть меньше, чем для ближайших состояний. При этом прыжковая проводимость определяется выражением [c.362]

Диэлектрические потери аморфных диэлектриков существенно зависят от ширины щели подвижности. Если ширина щели невелика, то потери обусловлены, в основном, прыжковой проводимостью. [c.372]

Прыжковая проводимость в аморфных полупровод- [c.171]

Из уравнений (7.26)—(7.29) можно определить связь концентрации новой фазы m2 с температурой, а далее с помощью формул (2.23) получить а = а(/И2) и в конечном итоге искомую зависимость а = = f(T). Проведем анализ этой зависимости для различных терморезисторов со структурными фазовыми переходами. На рис. 7.11 представлены результаты вычислений (сплошные линии) и экспериментальные данные (точки) зависимости электрического сопротивления R терморезистора, работающего на фазовом переходе металл — полупроводник в оксиде ванадия VOj, от температуры. При вычислении р = о по формуле (2.23) значение концентрации т ., соответствующее прыжковой проводимости, выбиралось, как это показано в 1.3, в диапазоне 0,12 < 2с < 0,18, что привело к возникновению области изменения сопротивления (заштрихована на рис. 7.11). [c.151]

Надо отметить, что если носители заряда достаточно сильно связаны с кристаллической решеткой, то возникает так называемая поля-ронная проводимость. Образование полярона связано с искажением (поляризацией) близлежащей области кристаллической решетки носителем заряда. Носитель локализуется в этой области и движется вместе с ней, что значительно уменьшает его подвижность. При слабом взаимодействии носителя с решеткой образуется полярон большого радиуса, характеризующийся слабым искажением решетки и, следовательно, слабым влиянием на подвижность носителя. При сильном взаимодействии электрона или дырки с кристаллической решеткой может образоваться полярон малого радиуса (порядка постоянной решетки). В этом случае искажения решетки очень сильны. Такой полярон очень стабилен и движется даже за счет тепловых флуктуаций в кристалле прыжками. При наложении внешнего электрического поля в этом случае возникает так называемая прыжковая проводимость. [c.251]

Прыжковая проводимость за счет носителей, туннелирующих между локализованными состояниями вблизи уровня Ферми — рис.2.17. При низких температурах прыжковая проводимость описывается законом Мотта [c.75]

Прыжковая проводимость в полярных твердых телах [c.62]

Мы продолжим обсуждение, прыжковой проводимости в твердых телах в 32. [c.66]

Она и не про столь важную сейчас оптику неупорядоченных материалов и не про явления переноса в них, хотя в ней и есть два параграфа, посвященные теории явлений переноса в жидких металлах и прыжковой проводимости в неупорядоченных полупроводниках. С многочисленными (уже ) приложениями аморфных и стеклообразных полупроводников эта книга тоже никак не связана. [c.5]

Кинетические свойства. При наложении внеш. электрич. поля в П. возникает направленное движение (дрейф) носителей, обусловливающее протекание тока. Скорость дрейфа Удр пропорц. напряжённости Е электрич. поля Удр=[х . Коэфф. наз. подвижностью носителей тока. В разных П. л варьируется в широких пределах (от 10 до 10 см /В-с и меньше при 7 =300 К). При 1 см /В -с электропроводность П. осуществляется посредством движения носителей в разрешённых зонах, изредка прерываемого столкновениями с решёткой при этом длина свободного пробега носителей в сотни или тысячи раз превышает межатомные расстояния в кристалле. При меньших значениях имеет место прыжковая проводимость. [c.566]

В области низких температур электроны и дырки, локализованные на диекретных уровнях, м огут перемещаться по кристаллу лишь путем прыжков (перескоков) с одного уровня на другой. Для преодоления потенциального барьера, разделяющего примесные атомы, требуется энергия активации. В случае малой концентрации примесных атомов расстояния между ними получаются большими, а поэтому вероятность перескока оказывается небольшой и значения подвижности (скорость дрейфа носителей заряда в электрическом поле с напряженностью 100 В/м) также очень малы. Прыжковую проводимость можно обнаружить лишь при настолько низких температурах, что концентрация свободных носителей заряда становится совсем небольшой (но при Т = 0 тепловая активация невозможна). Представление об изолированных атомах примеси оправдано лишь в том случае, если не перекрываются ни их силовые поля, ни волновые функции электронов, локализованных на этих уровнях. [c.120]

Теоретически этот путь повышения удельного сопротивления может охватить все необходимые номиналы пленочных резисторов, тем более что предельным случаем разупорядочения является аморфное (стеклообразное) состояние, в котором реализуется лишь прыжковая проводимость. Однако создание тонкопленочных резисторов на основе высокорезистивных сплавов имеет важное ограничение, связанное с тем, что в равновесных условиях разупорядэчевие сплавов и концентра- [c.439]

Основной вклад в удельное сопротивление пленок двух- и многокомпонентных сплавов дают диэлектрические прослойки, возникающие в процессе формирования пленки при взаимодействии одного из компонентов сплава либо с остаточным кислородом в камере, либо с атмосферой во время термообработки, либо с окислами на поверхности подложки. Прослойки могут быть как кристаллические, так и аморфные. Проникновение электронов через прослойки осуществляется туннелированием, прыжковой проводимостью либо с помощью надбарьерной (шоттковской) эмиссией электронов. [c.443]

Задачи на с.тучайных узлах. Пусть узлы не образуют правильную решётку, а случайно распределены в нро-странстве. Два узла считаются связанными, если расстояние между ними не превышает фикспривавное значение г. Если г мало по сравнению со ср. расстоянием между узлами, то кластеры, содержащие 2 пли больше связанных друг с другом узлов, редки, однако число таких кластеров резко растёт с увеличением г и при нек-ром критич. значении возникает бесконечный кластер. Моделирование на ЭВМ показывает, что в трёхмерном случае 0,86 JV где N — концентрация узлов. Задачи на случайных узлах и ах разл, обобщения играют важную роль в теории прыжковой проводимости. [c.162]

Прыжковая проводимость в переменном электрическом поле связана со смешением носителей лишь на конечные расстояния. Поэтому при частоте поля iu > а проводимость определяется не бесконечным кластером, а переходами электронов между парами конечных кластеров, состоящих из доноров, связанных сопротивлениями с < (<о) S 1п(У ,/ш). При больших частотах, когда разница 1,. — (о ) становится ае мала по сравнению с проводимость определяется поглощением энергии в изолиров. парах локализованных состояний. При относительно малых частотах и высоких темп-рах, когда Аш кТ, основным механизмом поглощения являются релаксац. потери, а при Асо > кТ — резонансное (бесфононное) поглощение фотонов. [c.171]

Хвосты плотности состояний в их флуктуац. характер проявляются в электропроводности (см. Прыжковая проводимость. Протекания теория), в фотопроводимости (гигантское увеличение времени жизни носителей заряда), в электролюминесценции р — п-пере-ходов и гетеропереходов и Др. [c.502]

В полупроводниках Э. осуществляется движением электронов проводимости и дырок (см. Зонная теория), подвижность к-рых на много порядков превышает подвижность ионов. В соответствии с этим Э. у полупроводников намного больше, чем у диэлектриков она составляет при комнатной темп-ре 10 —10 Ом см и сильно зависит от хим. состава и наличия примесей. Температурная зависимость Э. полупроводников определяется в осн. быстрым повышением концентрации электронов и дырок с ростом темп-ры, описываемым экспоненц. законом (2), подвижность при этом также меняется, но обычно значительно медленнее, по степенному закону. В неупорядоченных полупроводниках возможна также прыжковая проводимость. Э. полупроводников сильно зависит от внеш. воздействий (маги, поля, освещения, ионизирующего облучения, давления и др.). [c.590]

В случае непроводящей матрицы с металлическими наночастицами перенос носителей может осуществляться либо переходом через барьер, либо туннелированием (прыжковая проводимость). В основном реализуется второй случай. Проводимость, естественно, зависит от свойств индивидуальных компонентов и их соотношения при определенном объемном содержании проводящего компонента возникают токопроводящие каналы и наблюдается резкое возрастание проводимости (так называемый перколяцион-ный эффект). Порог перколяции для композитов обычной дисперсности составляет, как правило, 15 —17 об. % проводящей фазы. Для прессованной композиции 2г02 + N1 (размер частиц соответственно 100 и 60 нм пористость около 40 %) резкое возрастание проводимости наблюдалось при содержании N1 27,5 об. % [8]. [c.69]

Во всех устройствах и приборах, где ЭНП выполняет функции электрической изоляции, она работает в достаточно сильных полях, напряженность которых приближается к Enf тех же диэлектриков в толстых слоях. В этих условиях через ЭНП протекают токи, значительно большие, чем те, которые можно ожидать, учитывая лишь объемную проводимость массивных образцов. В большинстве случаев концентрация в тонких пленках носителей заряда будет определяться инжекцией их из электродов или возбуждением с различных примесных уровней. Механизмы электропроводности будут различны в зависимости от характера контакта электрод — пленка и от степени чистоты материала ЭНП. Можно яэ-эвать наиболее часто наблюдаемые механизмы эффекты Шотки и Пуля — Френкеля, токи, ограниченные объемным зарядом (ТООЗ) перескоки электронов по локальным уровням в запрещенной зоне аморфных пленок ( прыжковая проводимость). Законы изменения токов, определяемых этими механизмами, будут весьма различны. [c.259]

Состояния, находящиеся ниже порога подвижности, являются локализованными. Движение зарядов при этом остается диффузионным, но движение электронов происходит в масштабе времени, определяемом колебательным движением атомов. Когда атомы колеблются, электронные конфигурации меняются вместе с атомными конфигурациями, и в конце каждого периода колебаний электрон может сдвинуться Ъ другое положение. Поэтому верхний предел частотного фактора в коэффициенте диффузии Z)h для прыжковой проводимости равен частоте колебаний Vd- -10 с-, а не электронной частоте Ve 10 с-, которая входит в (6.15). Вследствие флуктуаций потенциала движение заряда на другой узел с той же энергией в общем случае затрудняется барьером W, что приводит к уменьшению частоты прыжков на больцмановский множитель ехр (—WjkT). Поэтому можно написать [181] [c.104]

Теоретическое описание прыжковой проводимости впервые было дано Миллером и Абрахамсом [176] в последнее время этому вопросу уделялось значительное внимание исследовате- [c.104]

Подробное описание современного состояния вопроса о прыжковой проводимости можно найти в обзоре Эфроса и Шкловского [276].— Прим. перев. [c.105]

Миллер и Абрахамс [176] сводят задачу о прыжковой проводимости к изучению проводимости некоторой сетки случайных сопротивлений. перев. [c.105]

Важно заметить, что из-за резкого уменьшения о (В) на пороге подвижности с а( ) 1 Ом" см для Е<Ес электронный перенос в области 1 <а<200 0м см- обеспечивается, по-видимому, электронами, термически возбужденными в делокализо-ванные состояния выше порога подвижности. Имеется сравнительно мало исследований жидких полупроводников в интервале проводимостей сг<1 Ом- см- , так что суш,ествует мало экспериментальных оснований для обсуждения применимости обрисованной выше теории прыжковой проводимости в жидкостях. В недавнем исследовании частотной зависимости а в сплавах 5е—Те Андреев [9] пришел к заключению, что прыжковый механизм существен в жидких полупроводниках только в области 0<О,1 Ом- см- . [c.106]

Подстановка (1.98) и соответствующих частей пз (1.94) и (1.96) в фор.мулу Кубо ведет тогда к выражению для прыжковой проводимости. Не будем явио приводить трудоемкие вычисления или конечный результат вместо этого отсылаем читателя к упомянутой работе Шнакенберга. [c.65]

Прыжковая проводимость представляется как сумма вкладов всех отдельных прыжков. Отсюда вероятности перескоков в неполярных твердых телах (ограничение индексом / = 1) ив полярных твердых телах (включая = 2) могут быть получены как частные случаи. Можно явно выделить две температурные области в полярных твердых телах в зависимости от того, больше илп меньше энергия перескока энергпп оптического фонона. Области с различной температурной зависимостью проводимости находятся отсюда. [c.66]

Мы уже встречались в 12 с прыжковой проводимостью, обусловленной перескоками носителя заряда между локализованными состояниями. Таи причиной локализации было образование малых поляронов. Переход электрона пз самоиидуцированной потенциальной ямы к соседнему узлу решетки стал возможен благодаря соответствующему локальному искажению решетки. Переход происходит за счет участия фонона. [c.143]

Для оценки температурной зависимости прыжковой проводимости рассмотрим модель, типа изображенной на рис, 44, Предположим, что энергии статистически распределенных локализованных состояний распределены по конечному энергетическому интервалу. Таким образом, нас интересует примесная зона, которая уширена за счет флуктуаций потенциала компенспрованных примесей. Процессы перескока между смежными состояниями требуют большей энергии, чем между более отдаленными состояниями. Мы хотим выяснить напболее вероятную длину прыжка Л и соответствующую разность энергий W. Используем пх в выражениях (3.17) и (3.13), чтобы определить температурную зависимость отдельпого прыжка, п положим ее равной температурной зависимости самой прыжковой проводимости. [c.146]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...