Дефекты в кристаллах и проводимость ионных кристаллов

Точечные дефекты в ионных кристаллах оказывают большое влияние на электропроводность. Электропроводность щелочно-галоидных кристаллов обусловлена движением заряженных точечных дефектов — вакансий, междоузельных собственных или примесных ионов. Поэтому ее называют ионной проводимостью. Изучение ионной проводимости позволяет получать информацию о концентрации и состоянии точечных дефектов. [c.94]

Эти рассуждения касаются кристаллов с решеткой, не имеющей испорченных или особых мест. Однако в решетке реальных кристаллофосфоров всегда имеется большое число дефектов. Их возникновение может быть вызвано различными причинами введением посторонних примесей, неправильностями роста кристалла, наложением на него внешних напряжений и т. д. Особое значение имеют ионы активатора, так как они входят в состав центров свечения. Как и у ионов основного вещества решетки, у ионов активаторов имеется невозбужденный и возбужденный уровни, причем и те и другие уровни сильно уширяются под влиянием электрического поля окружающих ионов решетки. Как правило, невозбужденный уровень активатора лежит несколько выше валентной зоны решетки, а возбужденные уровни — ниже дна зоны проводимости. [c.184]

Дефекты в кристаллической решетке оказывают большое влияние на протекание процессов диффузии и самодиффузии, которые во многом определяют скорости химических реакций в твердом теле, а также ионную проводимость кристаллов. Распределенные нужным образом по объему кристалла дефекты кристаллической решетки позволяют создавать в одном образце области с различными типами проводимости, что необходимо при изготовлении некоторых полупроводниковых элементов. [c.10]

В ионных и ковалентных кристаллах вакансии и другие точечные дефекты электрически активны и могут быть как донорами, так и акцепторами. Это создает в кристаллах преобладание определенного типа проводимости. В ионных кристаллах электрическая нейтральность кристалла сохраняется благодаря образованию пары точечных дефектов вакансия-ион, у которых электрические заряды имеют противоположные знаки. [c.32]

Эти представления советских физиков о дефектах кристаллической структуры реальных кристаллов оказались весьма плодотворными при теоретическом анализе разнообразных явлений и свойств твердых тел и были затем развиты в работах зарубежных исследователей — Шоттки [92], Вагнера [93], Мотта [143, Зейтца [13],Иоста [94] и других. Современная теория ионной проводимости кристаллов основана на идее существования дефектов в виде пустых анионных и катионных узлов. Возрастание ионной проводимости под действием пластической деформации кристалла объясняется увеличением концентрации именно таких дефектов [95]. [c.38]

В ионных и ковалентных кристаллах точечные дефекты электрически активны и могут служить донорами или акцепторами электронов, что создает в кристалле определенный тип проводимости. [c.36]

Мы уже отмечали ), что блоховские электроны в идеально периодическом потенциале могут поддерживать электрический ток даже в отсутствие вызывающего его электрического поля, т. е. обусловленная ими проводимость бесконечна. Конечная проводимость металлов определяется исключительно отклонениями от идеальной периодичности в решетке ионов. Чаще всего такие отклонения связаны с тепловыми колебаниями ионов относительно их положений равновесия. Эта причина столкновений присуща самому кристаллу и существует даже в идеальных кристаллах, свободных от таких несовершенств структуры, как примеси, дефекты и границы образца. [c.149]

Если поместить электрон в зону проводимости идеального ионного кристалла, то может оказаться энергетически выгодным, чтобы он занимал локализованный в пространстве уровень, образование которого сопровождается локальной деформацией первоначально правильной ионной решетки (т. е. ее поляризацией). Эта деформация обеспечивает экранирование поля электрона и уменьшает его электростатическую энергию. Подобное образование (электрон плюс наведенная поляризация решетки) оказывается значительно более подвижным, чем те дефекты, с которыми мы имели дело до сих пор. Обычно его рассматривают совсем не как дефект, а как нечто существенно усложняющее теоретическое [c.243]

В данном разделе будет обсуждаться диффузия примесей в условиях квазиравновесия, т. е. в таких условиях проведения технологического процесса, когда сам процесс заметно не меняет равновесную концентрацию точечных дефектов в кремнии. Квазиравновесие может иметь место в условиях как собственной, так и примесной проводимости кремния, т. е., как отмечалось выше, в зависимости от соотношения между концентрацией носителей в кристалле и собственной концентрацией при температуре проведения процесса диффузии. В случае, когда диффузия происходит в условиях собственной проводимости, можно получить аналитическое выражение для результирующего распределения примеси к такому типу процесса относится ионная имплантация малой дозы примеси с последующей разгонкой. Классический двухэтапный процесс, а именно предварительное химическое нанесение и разгонка в окисляющей среде также часто удается описать в аналитической форме. Однако решение этой задачи чаще всего неприменимо на практике, поскольку, во-первых, часто превалирует примесная проводимость, что приводит к пространственной неоднородности коэффициента диффузии, а во-вторых, атомы легирующей примеси теряются в растущем окисле. Оба эти эффекта переводят задачу в разряд задач, не имеющих аналитического решения. [c.30]

ЭЛЕКТРОННЫЙ ВЕТЕР, передача импульса упорядоченного движения (дрейфа) эл-нов проводимости в кристалле дефектам крист, решётки (примесным атомам, дислокациям и др.). Э. в. объясняет нек-рые закономерности электропереноса (переноса массы) в металлах и полупроводниках, ф Ф и к с в. Б., Ионная проводимость в металлах и полупроводниках. М., 1969. ЭЛЕКТРОННЫЙ ЗАХВАТ, процесс, при к-ром ядро спонтанно захватывает эл-н с одной из внутр. оболочек атома К, ш т. д.) и одновременно испускает электронное нейтрино. При этом заряд ядра (ат. номер) Z уменьшается на 1, а массовое число А остаётся [c.886]

Другим видом дефектов в кристалле является экситон, представляющий собой нейтральное возбужденное состояние электрона до уровня, энергия которого ниже энергии ионизации. В ковалентном или ионном кристалле экситон можно рассматривать как слабо связанные между собой электрон зоны проводимости и дырку, образующие в целом нейтральный центр, который тем не менее не находится в основном состоянии (если бы это было так, электрон должен был вернуться в валентную зону и рекомбинировать с дыркой). Это состояние в известной степени аналогично возбужденному состоянию атома водорода, в котором электрон и протон еще остаются связанными. В молекулярных кристаллах экситон также представляет собой локальное электронное возбужденное состояние, возникающее в результате возбуждения одной молекулы. Экситоны могут двигаться в твердом теле за счет диффузии связанной пары электрон —дырка или за счет переноса молекулярного возбуждения от одной молекулы к другой. Экситоны могут иметь значительное время жизни, по истечении которого они переходят в состояние с более низким уровнем энергии время жизни является характеристическим для (нестабильных) частиц. [c.68]

При низких температурах объемная проводимость твердых диэлектриков может целиком определяться примесями и дефектами структуры. При повышенных температурах. ток утечки может определяться переносом ионов основного вещества диэлектрика. Для облегчения понимания особенностей ионной электропроводности твердых диэлектриков рассмотрим явления, наблюдающиеся при прохождении постоянного тока через кристалл каменной соли, который взят как самый простой и наглядный пример. Ионный характер электропроводности в данном случае предопределяется соотношениями энергий активации ионов и электронов потенциал активации ионов натрия равен 0,85 В, ионов хлора 2,55 В, а электронов 6 Б (при комнатных температурах). Заметная электронная электропроводность в каменной соли может быть обусловлена наличием некоторых примесей и действием ионизирующих излучений, приводящих к отрыву электронов от ионов. В обычных условиях при комнатной температуре подвижность наиболее слабо закрепленных в решетке ионов натрия еще настолько мала, что срыва их электрическим полем из узлов решетки при нормальной ее структуре не происходит. Наблюдающаяся при этом очень малая проводимость носит примесный характер. [c.50]

Усреднение результатов шести определений О дает нам (/)/Л1) = + 8,6 10- , однако вследствие экспериментальных ошибок и погрешностей в некоторых фундаментальных постоянных ошибка в определении этой величины может достигать + 1,6-10 . Таким образом, максимально возможное количество вакантных узлов в решетке чистого бромистого серебра при комнатной температуре составляет (1,6—0,86) 10 = 7,4 10 от полного числа узлов решетки в идеальном кристалле. Эта величина, вероятно, несколько завышена, и поскольку следует учесть наличие заметного количества вакантных узлов, связанных с границами зерен и блоков, то можно заключить, что невероятно, чтобы существовали дефекты по Шоттки в столь большом количестве, чтобы они могли заметно участвовать в ионной проводимости или в образовании скрытого изображения. Однако в сенсибилизированных эмульсионных микрокристаллах могут существовать совершенно иные условия ). [c.42]

Ультрафиолетовое и мягкое рентгеновское излучения дают фотоны, энергии которых недостаточно для сдвига в междоузлие атомов облучаемого материала, так как энергия для смещения атома фотоном должна быть более 10 эВ. Поглощение этого вида излучений сопровождается у большинства материалов сильным эффектом фотопроводимости и фотохимических изменений, особенно для полимерных материалов. Однако в диэлектрических кристаллах с ионной связью при облучении их ультрафиолетовым излучением появляются радиационные дефекты. Кроме того, при действии ультрафиолетового и видимого излучений может происходить изменение цвета и изменение поверхностной проводимости. [c.457]

Помимо механизмов рассеяния, обусловленных отклонениями от идеальной периодичности, есть еще один источник рассеяния, которым пренебрегают в приближении независимых электронов он связан с взаимодействием между электронами. Электрон-электронное рассеяние ) играет относительно малую роль в теории проводимости твердых тел причины этого будут объяснены в гл. 17. При высоких температурах оно гораздо слабее рассеяния на тепловых колебаниях ионов, а при низких температурах над ним всегда преобладает рассеяние на примесях или дефектах решетки (если не рассматривать чрезвычайно чистые и совершенные кристаллы). [c.315]

Появление точечного дефекта в кристалле приводит к геометрическим искажениям кристаллической решетки в результате смещений окружающих дефект ионов металла. Возникновепие этих смещений связано с тем, что дефект вызывает изменение состояния как ионной, так и электронной подсистем металла. Новое состояние соответствует новому условию равновесия всей системы — минимуму энергии кристалла с дефектом. Этому условию должно удовлетворять узко новое размещение ионов и измененное распределение электронов проводимости. Таким образом, смещение ионов происходит в результате релаксации системы к новому равновесному состоянию. При строгом решении задача определения этих смещений оказывается чрезвычайно слоншой. Поэтому для ее решения был предложен ряд приближенных методов. [c.70]

Аналогично может происходить н рекомбинация дырок через ловушку, имеющую в исходном состоянии лишний электрон (рис. 8-9, в). На первой ступеин / происходит переход электрона из човушки на свободный уровень валентной зоны, а на второй 2 — переход электрона из зоны проводимости на уровень ловушки. Двухступенчатый процесс рекомбинации более вероятен, так как он не требует одновременного присутствия в данной точке полуировод-ника электрона и дырки. Ловушка воспринимает также и количество движения, необходимое для соблюдения закона сохранення импульса, и часть энергии, освобождаемой в процессе рекомбинации. Рекомбинационными ловушками могут быть любые дефекты в кристаллах примесные атомы или ионы, различные включения, не- [c.249]

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]

Техника ионной имплантации позволяет вводить в матрицу контролируемую концентрацию вещества. Эта техника стала развиваться после того, как было обнаружено, что в ионных кристаллах, бомбардируемых ионами металлов, кроме точечных дефектов, образуются также и металлические кластеры [65—691. Например, когда в монокристаллы LiF при колшатной температуре имплантировали 2 10 атомов 1п/см с энергией 100 кэВ, то, как показали спектры оптического поглощения, в ходе последующей термообработки, проводимой по 30 мин при температурах 150, 250, 350, 400, 450, 500, 600° С, кластеры индия сначала возникали и росли, а затем постепенно исчезали 167]. Первичная концентрация In составляла при этом 6 ат.%. Максимальное число имплантированных ионов In, принимающих участие в образовании кластеров, не превышало 37% при f = 350° С. Нагревание кристаллов выше 350° С приводило к постепенному растворению кластеров. [c.21]

В настоящее время мы приписываем примесную полосу поглощения исключительно присутствию неассоциированных ионов 5 в узлах решетки и полагаем, что поглощение света этими ионами переводит один из валентных электронов в полосу проводимости кристалла. Если принять такую модель процесса поглощения и исходить из одновременного присутствия дефектов по Шоттки и по Френкелю и ассоциированных дефектов рещетки, то можно удовлетворительно объяснить все экспериментальные данные. [c.54]

Кения атомов. Ввиду экспоненциальной зависимости частоты пере-бросоз от глубины потенциальной ямы вероятность перебросов влево и вправо резко изменится. Атом, находящийся в более мелкой потенциальной яме /, будет иметь большую вероятность переброса (в направлении поля или в обратном направлении, в зависимости от знака носителя заряда), чем атом, находящийся в более глубокой яме 2. В результате этого будет наблюдаться дрейф (направленный -перенос) атомов (ионов) и через вещество будет протекать ток. Концентрация дефектов по Френкелю и по Шоттки зависит от температуры экспоненциально. Поэтому можно было бы ожидать, что в области низких температур проводимость ионных диэлектриков, таких как галогениды серебра или щелочно-галогенидные и щелочноземельно-галогенидные кристаллы, должна быть очень незначительной. Поскольку в этих кристаллах вплоть до очень высоких температур проводимость обусловлена в основном одним видом носителей (катионами), естественно ожидать, что для них должно выполняться соотношение вида [c.45]

При повышении темп-ры кристалла О. з. в д. уменьшается, т. к. увеличивается скорость рассасывания зарядов благодаря диффузии и увеличивается количество зарядов, нейтрализующихся у электродов. Так, в кристаллах КаС1 при 4-165°С объемные заряды не наблюдаются. В сильном электрич. поло накопление объемного заряда затруднено в связи с уменьшением вероятности закрепления зарядов на дефектах кристаллич. решетки. Образование О. з. в д. не обязательно связано с ионным механизмом проводимссти. При фототоке в кристаллах Na l, в частности в окрашенных кристаллах [2], и электронной проводимости алмаза также наблюдаются объемные заряды. Существенную роль для характеристики ряда процессов играет время релаксации объемного заряда. В зависимости от структуры кристалла и условий поляризации оно меняется от долей секунды до многих часов. Если время релаксации т сравнительно [c.478]

Исследование ионной проводимости является валяным ин-стру.ментом изучения дефектов кристаллической решетки. Эксперименты на щелочно-галоидных кристаллах и кристаллах галогенидов серебра, содержащих известные добавки ионов двухвалентных металлов d, Са, Sr, Ва, Mg, дают основание сделать вывод, что при не слишком высоких температурах ионная проводимость прямо пропорциональна концентрации двухвалентных примесей. Увеличение ионной проводимости в этом случае происходит не по причине высокой подвижности двухвалентных нонов примеси, так как на катоде осаждаются преимущественно одновалентные катионы исходного кристалла, а не [c.664]

Компенсация обусловлена влиянием ионов LI+. В соответствии с законом действующих масс присутствие междоузельных ионов LI+ приводит к увеличению концентрации вакансий галлия на несколько порядков. При этом в кристалле могут образовываться дефекты Li+V , Li , Li , Li+Li , где Li+ — междоузельный ион, а Li и — замещающие ионы. Поскольку подвижность донорного лития в рещетке GaAs высока, то при охлаждении от высокой температуры до комнатной избыточный LI+ легко образует преципитаты. Избыточные менее подвижные акцепторы при этом остаются, обуславливая наблюдаемую компенсацию, р-тип проводимости и экспериментально наблюдаемую энергию активации Li в GaAs. [c.134]

ДЕФЕКТЫ кристаллической решётки (от лат. (1е ес1из — недостаток, изъян), любое отклонение от её идеального периодич. ат. строения. Д. могут быть либо атомарного масштаба, либо макроскопич. размеров. Образуются в процессе кристаллизации, под влиянием тепловых, механич. и электрич. воздействий, а также при облучении нейтронами, эл-нами, рентг. лучами, УФ излучением (см. Радиационные дефекты), при введении примесей и т. п. Различают точечные Д., линейные Д., Д.,образующие в кристалле поверхности, и объёмные Д. Простейшим точечным Д. явл. вакансия — узел крист, решётки, в к-ром отсутствует атом. В кристаллах могут присутствовать чужеродные атомы или ионы, замещая осн. ч-цы, образующие кристалл (примесные), или внедряясь между ними (междоузлия). Точечными Д. явл. также собств. атомы или ионы, сместившиеся из норм, положений (междоузельные атомы), а также центры окраски — комбинации вакансий с электронами проводимости или с дырками и др. В ионных кристаллах точечные Д. возникают парами. Две вакансии противоположного знака образуют т. н. дефект Шотки. Пара, состоящая из междоузельного иона и оставленной им вакансии, наз. дефектом Френкеля. [c.152]

Мы уже рассматривали энергию, которая требуется для образования данного вида дефекта решетки. Экспоненциальная зависимость концентрации дефектов от энергии образования ясно указывает, что Б любом кристалле присутствуют в заметных количествах только те типы дефектов, для которых энергия образования минимальна, и дефекты других типов можно не рассматривать. Энергию образования некоторых вакансий и других типов дефектов можно рассчитать или определить экспериментально. Например, эксперименты по отжигу радиационных дефектов в образце меди, облученном ядрами дейтерия для создания вакансий, дали значение энергии 1,39эв(32/сллл Моль ), что хорошо согласуется с расчетной величиной 1,4 эв. Значения энергии образования вакансий в кристаллах галогенидов щелочных металлов можно определить также из данных о диффузии и ионной проводимости (см. гл. 6). [c.100]

Вопрос о смещениях атомов вокруг точечного дефекта рассматривался выше без учета электронной структуры металла. Учет электронной подсистемы кристалла приводит при исследовании этого вопроса к некоторым новым результатам. Для выяснения лишь их общей качественной стороны ограничимся простейшей моделью газа свободных электронов проводимости. Появление точечного дефекта сопроволедается изменением распределения зарядов в металле. В случае вакансии удаление положительного иона вызывает появление на его месте эффективного отрицательного заряда, отталкивающего электроны проводимости. При добавлении примесного атома его валентные электроны могут перейти в электронный газ и в результате появится соответствующий заряд в месте расположения иона примеси. Этот заряд, как и в случае вакансии, экранируется электронами проводимости. Таким образом, появление дефекта сопровонсдается измененпем пространственного распределения плотности электронов, соответствующим изменению их волновых функций. [c.86]

Носителями заряда в Д. являются электроны и ионы. Электронная проводимость Д. в обычных условиях мала по сравнению с понной. Ионная проводимость может быть обусловлена перемещением как собств. ионов, так и примесных. Возможность неремощония ионов по кристаллу связана с наличием в них дефектов. Если, напр,, в кристаллах есть вакансии, то под действием поля соседний ион может перескочить и заполнить её -во вновь образовавшуюся вакансию может перескочить 09/ [c.697]

Полупроводниковые фазы типа А В определенного стехиометрического состава не являются чисто ковалентными кристаллами, так как из-за различия в валентности элементов в них наряду с ковалентными возникают и ионные связи. Кристаллическая решетка таких соединений аналогична решетке алмаза. Из соединений типа А В применяют соединения с сурьмой — антимониды (например, ZnSb) и с мышьяком — ар-сениды (например, GaAs). Они имеют определенный химический состав, поэтому неосновные носители электрического тока возникают из-за примесей, точечных дефектов и разупорядоченности. Примеси П1 и V групп мало влияют на проводимость. Примеси П группы являются акцепторными, VI — донорными. Элементы IV группы в тех случаях, когда они замеш ают атомы А — доноры, если замещают атомы В — акцепторы. [c.589]

Для объяснения этих и многих других фотографических явлений, которые, за исключением описанного в п. 6, наблюдались на фотографических эмульсиях, необходимо знать некоторые свойства бромистого серебра и системы AgBr-j-Ag2S (как примера сенсибилизированного светочувствительного вещества). К важнейшим современным исследованиям относятся работы по ионной проводимости и дефектам кристаллов (см. 3), по оптическому методу изучения природы фотохимических процессов (см. 4) и по фотоэлектрической проводимости и фотохимии при [c.136]

Однако на практике такая зависимость не наблюдается. Это связано с тем, что в реальных кристаллах всегда имеются дефекты, возникшие из-за присутствия примесных ионов, имеющих валентность, отличную от валентности ненов основного вещества. Если в щелочно-галогенидных кристаллах типа НаС1 имеются, например, двухвалентные катионные примеси, такие как Ва, 5г, Са, Сб и др., то они, как показывают рентгенографические исследования, входят в кристалл как примеси замещения, т. е. ионы Ва, 5г, Са. Сс1 занимают катионные узлы решетки. Так как при растворении примесей суммарный электрический заряд кристалла остается равным нулю, то при замещении одного катионного узла решетки двухвалентным катионом возникает катионная вакансия. Таким образом, при низких температурах в кристалле концентрация катионных вакансий, определяющая удельную проводимость кристалла, будет значительно выше, чем концентрация вакансий, образовавшихся из-за тепловых флуктуаций. [c.45]

Возьмём кристалл состава МХ, например галонд одновалентного металла, или сульфид или оксид щёлочно-земельного металла. Если кристалл в состоянии равновесия полностью совершенен, объёмная ионная проводимость будет наблюдаться только в том случае, когда положительные или отрицательные ионы покинут свои нормальные положения и будут перемещаться в решётке под влиянием поля. В этом случае под влиянием поля в кристаллической решётке могли бы развиваться дефекты. Однако очевидно, что для смещения иона из [c.575]

Для окиси цинка без дефектов решетки характерна зонная структура изолятора [29]. 2 - и 2р-орбитали кислородных ионов О - образуют полностью занятую валентную зону, а 45-уровии ионов 2п + создают пустую зону проводимости. Запрещенная полоса шире чем 10 эВ. Если имеются избыточные, внедренные атомы цинка в решетке или если некоторые ионы цинка в регулярных местах решетки заменены примесными ионами более высокой валентности (такими, как ионы алюминия АР+), то примесные уровни появляются много ниже зоны проводимости. В первом случае они возникают из 45-уровней внедрённых атомов цинка, а во втором — из уровней валентных электронов ионов примеси. Электроны с примесных уровней термически переходят в зону проводимости, что приводит к появлению электропроводности кристалла. Если эти примеси присутствуют в самом наружном слое, они могут создать состояния Тамма. [c.26]

Необходимо иметь в виду, что-дефекты Бьеррума не представляют собой вполне свободно движущиеся заряды. Обычные заряды в проводнике двигаются непосредственно под действием приложенного поля. Искажения же могут передвигаться лишь вследствие поворота молекул в решетке. По мере увеличения поляризации кристалла остается все меньше и меньше молекул, которые еще могут повернуться в результате устанавливается некоторый баланс между ориентирующим влиянием поля и дезориентирующим действием теплового движения. Иначе говоря, статистика больших чисел конкурирует с полем. Поэтому рассматриваемый механизм обусловливает скорее диэлектрическую релаксацию, чем ионную проводимость. [c.325]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...