Рассеяние носителей

В собственном полупроводнике, где нет никаких примесей и дефектов, время релаксации определяется рассеянием носителей на фононах. При обсуждении закона Видемана — Франца мы отмечали (гл. 6), что средняя длина свободного пробега электрона обратно пропорциональна концентрации фононов [формула (6.103)], которая, в свою очередь, в области высоких температур пропорциональна температуре. Таким образом, [c.250]

Рассматриваемые внутризонные переходы происходят с нарушением правил Отбора. Они осуществляются либо когда наряду с поглощением фотона происходит поглощение или испускание фо-нона, либо когда имеется рассеяние носителей на ионизованных примесях. Это обусловлено законом сохранения импульса. Расчеты показывают, что коэффициент поглощения свободными носителями заряда определяется проводимостью вещества [c.311]

Вторая особенность проявляется в том, что в сильно (промежуточно) легированном материале взаимодействие электронов и дырок с примесями играет двоякую роль. Это взаимодействие формирует определенные участки энергетического спектра и в то же время обусловливает рассеяние носителей заряда (даже тех, которые движутся в примесных областях). А при слабом легировании взаимодействие обеспечивает либо локальные примесные уровни, либо рассеяние электронов и дырок (в зоне проводимости и в валентной). [c.121]

Рис. 3.12.Рассеяние носителей заряда на тепловых колебаниях решетки (а) и на ионах примеси (б) при различных температурах (Т)>7 / А / иА, амплитуды колебаний узлов решетки при температурах Г/ и Г )

Точечные дефекты Шоттки и Френкеля оказывают большое влияние на многие процессы, происходящие в металлах будучи центрами рассеяния носителей, понижают их подвижность. Эти дефекты могут служить источниками носителей, т. е. действовать подобно донорам и акцепторам. Они влияют на процессы пластической деформации при низких и высоких температурах, а также на магнитные свойства. Большое число вакансий может быть получено при резком охлаждении (закалке) нагретого металла, [c.32]

Причинами рассеяния носителей заряда в полупроводниках, по-разному влияющими на температурную зависимость подвижности, являются 1) тепловые колебания атомов или ионов кристаллической решетки 2) примеси в ионизированном или в нейтральном состоянии [c.241]

Подвижность носителей в ионных кристаллах. Взаимодействие носителей заряда с колеблющимися ионами в ионных кристаллах гораздо сильнее, чем их взаимодействие с нейтральными атомами в материалах с атомной решеткой. Поэтому рассеяние носителей заряда в результате тепловых колебаний ионов гораздо интенсивнее, и подвижность носителей у этой группы полупроводников в большинстве случаев более низкая. Качественно характеристика температурной зависимости подвижности в ионных кристаллах такая же, как и в атомных кристаллах. [c.242]

Электропроводность металлических сплавов. Предположим, что в идеальной решетке металла, например меди, имеюш,ей строго периодический потенциал (рис. 7.7, а), часть атомов меди беспорядочно замеш,ена атомами другого элемента, например золота. Так как поле вблизи примесных атомов иное, чем вблизи основных атомов, то потенциал решетки не сохранится строго периодическим (рис. 7.7, б). Он нарушается беспорядочно распределенными примесями. Такое нарушение приводит, естественно, к рассеянию носителей и дополнительному электрическому сопротивлению. Так как в сплавах примеси вызывают более сильное нарушение периодичности потенциала решетки, чем тепловые колебания, то абсолютное значение роил значительно выше р чистых компонентов и определяется в основном рассеянием носителей тока на примесях. [c.188]

Показатель г зависит от механизма рассеяния при рассеянии носителей на тепловых колебаниях решетки г — О, при рассеянии на ионизированных примесях г — 2 и т. д. [c.260]

Где А — константа, которая для атомных решеток равна 1,17 при рассеянии носителей на тепловых колебаниях и 1,95 при рассеяний на ионизированных примесях [c.267]

В.— Ф. 3. применим также к полу проводникам. Число Лоренца в зтом случае зависит от механизма рассеяния носителей заряда. При упругом рассеянии [c.275]

При темп-рах порядка Дебая температуры 6д и выше (Гй бо), когда значительно рассеяние носителей заряда на фононах с энергией порядка kQ (в частности, на оптич. фононах), время релаксации в типичных полупроводниках с, а характерное поле Ер"-- [c.519]

Магн. поле, искривляя траектории электронов (см. выше), уменьшает их длину свободного пробега I в направлении у2. Т. к. время свободного пробега (время релаксации т) зависит от энергии электронов то уменьшение I неодинаково для горячих и холодных носителей оно меньше для той группы, для к-рой т меньше. Т. о., магн. поле меняет роль быстрых и медленных носителей в переносе анергии, и термоэлектрич. поле, обеспечивающее отсутствие переноса заряда при переносе энергии, должно измениться. При этом коэф. Л ц также зависит от механизма рассеяния носителей. Термоэлектрич. ток растёт, если т падает с ростом - энергии носителей ё (при рассеянии носителей на аку-ЗЗЧ стич. фононах), или уменьшается, если т увеличивается [c.334]

У полупро1водников наиболее важными являются следующие механизмы рассеяния носителей заряда 1) на тепловых колебаниях узлов кристаллической решетки 2) на примесях, атомы которых могут находиться либо в ионизированном, либо в нейтральном состоянии 3) на всевозможных дефектах кристаллической решетки (например, дислокации). [c.132]

В записи выражения (4. 40) уро>вень Ферми проходит приблизительно посередине запрещенной зоны, при этом предполагается, что доминирз ющим является рассеяние носителей заряда на акустических колебаниях решетки, т. е. г = 0. Измерение только полярности термо-эдс в области собственной проводимости уже позволяет определить, величина Ь = рп/цр больше или меньше единицы. А снятие температурной зависимости термо-эдс в собственной области (при известной ширине запрещенной зоны АЕ) позволяет получить оценку отношения подвижностей электрона и дырки (см. формулу (4.40)). [c.142]

Подвижность носителей заряда зависит от многих факторов, важнейшими из которых являются температура Г, концентрация примесных атомов N и напряженность электрического поля при Е>Е . Зависимость подвижности от температуры опреде.чяется механизмом рассеяния носителей заряда. Рассмотрим основные из механизмов рассеяния - на тепловых колебаниях решетки и ионизированных примесях, учитывая, что первый из них является определяющим при высоких, а второй - при низких температурах. [c.60]

Рассеяние на ионизированных примесях. Из всех примесей, содержащихся в полупроводниковом кристалле, наибольшее влияние на рассеяние носителей заряда оказывают ионизированные примеси. Это связано с тем, что кулоновское поле, созданное- такой примесью, действует на большом расстоянии и вызывает отклонение траекторий носителей, движущихся даже сравнительно далеко от атома примеси, как показано на рис. 3.12, б. Величина / при рассеянии на при-месньк атомах должна быть обратно пропорциональна концентрации этих атомов У и не зависеть от температуры, т. е. [c.61]

Поперечная ЭДС Ux, ток У, магнитная индукция В и толш,ина полупроводниковой пластинки h легко могут быть измерены, что позволяет вычислить значение коэффициента Холла X. В системе СИ коэффициент Холла измеряется в кубических метрах на кулон. Значение коэффициента, получаемое по формуле (8-7), справедливо только для вырожденных полупроводников, с очень большой концентрацией примеси, при которой энергия активации ее практически равна нулю и можно не учитывать распределения носителей заряда по скоростям, что и допускалось при выводе формул (8-6). Более точное значение коэффициента Холла для полупроводников с различной концентрацией примеси будегг отличаться от получаемого по формуле (8-7) множителем А. Для полупроводников различных групп (с атомной, ионной решетками) численное значение А изменяется от единицы до двух в зависимости от механизма рассеяния носителей при различных температурах (например, для германия А 1,18). Таким образом, для полупроводников п-типа [c.238]

Подвижность носителей в полупроводниках с атомной решеткой. В полупроводниках с атомной решеткой рассеяние носителей заряда происходит на тепловых колебаниях решетки и на ионизированных примесях. Эти два механизма рассеяния приводят к появлению двух участков в температурной зависимости подвижности. При рассеянии носителей на тепловых колебаниях решетки средняя длина свободного пробега одинакова для носителей заряда с различными скоростями и обратно []роиорциональна абсолютной температуре полупроводника. Это следует из того, что рассеяние носителей заряда должно быть прямо пропорционально поперечному сечению того объема, в котором шлеблется атом, а оно пропорционально квадрату амплитуды колебания атома, определяющему энергию решетки, которая с температурой растет, как известно, по линейному закону. Поэтому, так кап 3 формуле (8-11) /ср 1/7 , а УТ, то [c.241]

На практике эта зависимость не всегда соблюдается. Имеются случаи и более резкой зависимости подвижности от температуры, вплоть до и 1/Т . При низких температурах тепловое рассеяние, согласно (8-12), становится незначительным и в материалах с атомными решетками преобладающим оказывается резерфордовский механизм рассеяния носителей на ионизированных примесях. Дли лтого механизма характерно уменьшение рассеяния движущихся г аряженных частиц при увеличении скорости, так как они находятся меньшее время под влиянием поля рассеивающих заряженных примесных атомов. Поэтому длина свободного пробега носителя заряда растет с увеличением температуры в соответствии с выражением [c.241]

Если в рассеянии носителей заряда участвуют оба механизма (и колебательный — решеточный, и ионный) с преобладанием того кли другого в различных интервалах температуры, то результиру- [c.241]

Увеличение и) в электрическом поле приводит к уменьшению подвижности электронов, если их длина свободного пробега X не зависит от (у>. Для атомных кристаллов это условие выполняется тогда, когда основным механизмом рассеяния носителей является рассеяние на тепловых колебаниях решетки. Уменьшение подвижности с ростом поля ё приводит в этом случае к замедлению роста тока с напряжением и, как показы-Рпс. 7.10. Насыщение дрейфовой ско- вает эксперимент, к насыщению po Ti электронов и дырок в кремнии дрейфовой скорости свободных. [c.194]

Первоначально предсказанный теоретически, А. э. в дальнейшем был обнаружен экспериментально в (биполярных) полугиеталлах (Bi, графит) и монопо-лярных полупроводниках (InSb, Те), Подобно фото-магнитоэлектрич. эффекту, биполярный А, э. может быть использован для измерения скорости поверхностной рекомбинации и времени жизни носителей заряда в полупроводниках. Изучение А. э. в монополярных полупроводниках даёт информацию О механизмах рассеяния носителей. [c.46]

Здесь г — показатель степени в (степенной) зависимости времени свободного пробега носителей от их анергии, напр, для рассеянии на акустич. фононах r i/2, для рассеяния на ио1[изованных нримесях г=3/2 (см. Брукса — Херринга формула). При неупру-гом рассеянии носителей (в частности, при рассеянии на оптич. фононах в области низких темп-р), а также при произвольной степени вырождении носителей (см. Вырожденный полупраеодник) В.— Ф. з. нарушается [c.275]

ГОРЯЧИЕ ЭЛЕКТРОНЫ (горячие дырки) — подвижные носители заряда в полупроводнике или металле, энергетич. распределение к.рых смещено относительно равновесного при данной темп-ре Т в сторону больших энергий (рис. 1). Носители заряда становятся горячими , напр.. При протекании электрич. тока под действием достаточно сильного пост, или перем. электрич. поля при этом поле ускоряет большее число носителей, чем тормозит, в результате чего всей электронной системе в целом сообщается дополнит, энергия. Рост энергии электронов ограничен передачей энергии Г. э. фа нонам при рассеянии электронов па них (см. Рассеяние носителей заряда). При каждом значении анергии ё уменьшение в единицу времени числа п (6") электронов с энергиями, меньшими S, под действием ускоряющего электрич. поля компенсируется (в стационарных условиях) таким же увеличепием п ё) под [c.519]

К. — В. ф. применяется в тех же случаях, что и Брукса — Херринга формула, но отличается от последней способом учёта экранирования примеси (без учёта экранирования 1/т —оо из-за медленного убывания кулоновского потенциала) сфера действия каждого рассеивающего центра ограничивается лоловиной ср. расстояния между ионами. Поскольку логарифм — медленно меняющаяся ф-ция, практически (см. Рассеяние носителей заряда). [c.451]

Носители заряда в М.— электроны проводимости с энергией, близкой к Причиной сопротивления служит рассеяние электронов на любых нарушениях периодичности кристаллич. решётки. Это тепловые колебания ионов (фононы), сами электроны (см. Межэяект-ронное рассеяние), а также разл. дефекты — примесные атомы, вакансии (сечение рассеяния 10 —10 см ), дислокации (сечение 10 —10 см ), границы кристаллов и образца (см. Рассеяние носителей заряда). [c.117]

Т, к. коэф. N1 определяется зависимостью времени т релаксации восителей от их энергии то Н.—Э. э. чувствителен к механизму рассеяния носителей заряда. Рассеяние носителей заряда уменьшает влияние магн, поля. Если т то при г > о горячие носители рассеиваются реже холодных п направление поля определяется направлением отклонения в магн, поле горячих носителей. При г < 0 паправление про- [c.334]

Измерения Н.—Э. э. в полупроводниках позволяют определить г, т. е. восстановить ф-цию т( ). Обычно при высоких те.мп-рах в области собств. проводимости полупроводника Л т< о из-за рассеяния носителей на оп-тич. фононах. При понижении темп-ры возникает область с Л 1 > о, соответствующая примесной проводимости и рассеянием носителей гл. обр. на фононах (г < < 0). При ещё более низких Т доминирует рассеяние на ионизов. примесях с N1 < 0 (г > 0). [c.334]

В полупроводнике с двумя сортами носителей д кТ. При низких темп-рах может также возрастать из-за влияния увлечения электронов фононами, В сильных магн. полях полное термоэлектрич. поле в магн. поле насыщается и не зависит от механизма рассеяния носителей. В ферромагн. металлах Н.—Э. э. имеет особенности, связанные с наличием снонтаннон намагниченности. [c.334]

Среди уникальных физ. свойств Н. к. выделяется их исключительно высокая механич. прочность, превышающая прочность массивных монокристаллов в 10 —10 раз и приближающаяся к теоретической. Здесь проявляется, в частности, размерный эффект прочность Н. к. резко возрастает при их диам. 5 мкм (рис. 4). Это объясняется тем, что дри таких диаметрах Н. к., как правило, не содержат дислокаций и имеют весьма совершенную поверхность. По этой же причине, благодаря меньшему рассеянию носителей заряда на дефектах и поверхностях, электросопротивление Н. к. относительно мало. Особенности Н. к. состоят также в том, что Н. к. ферромагнетиков и сегнетоэлектриков, как правило, представляют собой монодомеаы. [c.357]

Здесь г = й и11д и — параметр рассеяния, Т — абс. темц-ра (см. Рассеяние носителей заряда в твёрдом теле) отсчитывается от дна зоны проводимости. [c.552]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...