Решетки свободных носителей

В зависимости от концентрации свободных носителей, которая связана со способом взаимодействия атомов в решетке, изменяется значение энергетического зазора между валентной зоной и зоной проводимости. Соответственно меняется характер электропроводимости кристаллов (рис. 2.3), которые в связи с этим можно разделить на три класса проводники (металлы), полупроводники и изоляторы (диэлектрики). [c.32]

Введение примесей, способствуя образованию дефектов решетки, дающих неактивное поглощение и затрудняющих свободное перемещение свободных носителей тока по кристаллу, неблагоприятно действует на выход свечения. Соответствующее ослабление свечения называется тушением примесями. В зависимости от характера примеси оно может быть слабым и очень сильным. В последнем случае примеси называют люминесцентными ядами. Для развития сильного тушения часто достаточно ничтожных количеств ядов (значительно меньших, кем концентрация активаторов). [c.187]

Рассмотрим примесные полупроводники. Содержащиеся в них примесные ато.мы могут оказывать сушественное влияние на электропроводность полупроводника. На рис. 3.5, а, в, д схематически представлены процессы образования свободных носителей заряда, способных участвовать в электропроводности, в собственном и примесном кремнии, эти же процессы показаны и на энергетических диаграммах (рис. 3.5, б, г, е). Для кремния характерны примеси замещения, V. е. атомы примеси заменяют атомы кремния в узлах кристаллической решетки. [c.50]

Формулы (3.69) и (3.70) получены без учета рассеяния свободных носителей заряда. Расчет показывает, что при наличии рассеяния свободных носителей заряда на тепловых колебаниях решетки для электронного полупроводника [c.76]

На рис. 5.9,в показана зонная структура германия, содержащего примесь индия. Непосредственно у потолка валентной зоны на расстоянии а 0,01 эВ располагаются незаполненные уровни атомов индия. Близость этих уровней к заполненной валентной зоне приводит к тому, что уже при относительно невысоких температурах электроны из валентной зоны переходят на примесные уровни. Связываясь с атомами индия, они теряют способность перемещаться в решетке германия и в проводимости не участвуют. Свободными носителями заряда являются лишь дырки, возникшие в валентной зоне. [c.158]

В кристаллах с ионной или частично ионной связью, например в полупроводниках типа А преобладающим является рассеяние на оптических колебаниях решетки, так как эти колебания приводят к появлению сильного электрического поля при смещении подрешетки положительных ионов относительно подрешетки отрицательных ионов. Как показывает теория, для такого рассеяния подвижность свободных носителей заряда растет с ростом <у). Это означает, что с увеличением <и> взаимодействие электронов с решеткой ослабляется. Поэтому с ростом поля электронный газ сильно разогревается. При этом в арсениде галлия, фосфиде индия и некоторых других полупроводниках наблюдается эфс )ект дрейфовой нелинейности нового типа. Впервые он был открыт Ганном в арсениде галлия и назван эффектом Ганна. [c.195]

С классической точки зрения пог-лощение света свободными носителями происходит следующим образом носители заряда ускоряются в электрическом поле световой волны и, рассеиваясь на де-фектах кристаллической решетки, передают им свою энергию. Иными словами, энергия световой волны переходит в тепло благодаря эффекту Джоуля—Ленца. Классическая формула для коэффициента поглощения свободными носителями имеет следующий вид [c.323]

В среднем ИК-диапазоне поглощение света обусловлено колебаниями решетки и присутствием примесей, а также внутризонными переходами свободных носителей заряда. На рис. 3.8 показаны спектры поглощения света монокристаллом кремния при разных температурах. Поло- [c.83]

Производительность измерений 16 Радиационная термометрия 12, 13, 199 Разность хода пучков 26 Разнотолщинность 29 Разрешающая способность 103 Резонансы Фабри-Перо 26, 37, 132 Решетка дифракционная 93 Свободные носители заряда 13, 81, 84, 165 [c.221]

Итак, в результате разрыва ковалентной связи образуется пара свободных носителей заряда — электрон в зоне проводимости и дырка в валентной зоне, которые и создают собственную электропроводность полупроводника. Энергия, необходимая для разрыва ковалентной связи, определяется шириной запрещенной зоны полупроводника. Для кремния она составляет 1,12 эВ. Свободные носители заряда при комнатной температуре возникают вследствие флуктуаций тепловых колебаний решетки, так как средней тепловой энергии решетки при комнатной температуре для разрыва ковалентной связи в кремнии недостаточно. [c.51]

Говоря об электроне как о свободном носителе заряда, не следует понимать слово свободный в буквальном смысле. Перемещаясь в пределах кристалла хаотически или под действием внешнего электрического поля направленно, электрон постоянно испытывает действие периодического поля кристаллической решетки. [c.56]

Введение понятия эффективная масса дает возможность описывать движение свободных носителей заряда в полупроводнике как перемещение заряженных частиц без учета периодического поля кристаллической решетки. У электронов, находящихся вблизи дна зоны проводимости, ускорение на длине свободного пробега пропорционально приложенной силе. Эффективная масса введена как коэффициент пропорциональности между силой и ускорением по аналогии со вторым законом Ньютона. У электрона она может быть и меньше и больше массы электрона в свободном пространстве. При движении электрона но кристаллу в отсутствие внешнего поля его полная энергия остается постоянной. [c.56]

При определении концентрации свободных носителей заряда в полупроводнике будем считать, что механизм их образования обусловлен лишь термической ионизацией за счет энергии тепловых колебаний решетки. Образовавшиеся при этом свободные носители заряда находятся в термодинамическом равновесии с решеткой. Такие носители получили название равновесных или тепловых. Их концентрации обычно обозначаются через Ло и р (для электронов и дырок соответственно). [c.58]

Свободные носители заряда в полупроводнике, для образования (генерации) которых требуется затрата энергии, могут возникать вследствие различных причин — термической ионизации, ионизации светом и других внешних воздействий. При тепловом возбуждении, как указывалось в 8.2, имеет место термодинамическое равновесие между свободными носителями заряда и кристаллической решеткой. [c.61]

При образовании свободных носителей заряда в полупроводнике за счет внешних воздействий, например света, энергия свободных носителей в момент их образования может сильно отличаться от средней тепловой энергии решетки. Это означает отсутствие термодинамического равновесия между решеткой и образовавшимися свободными носителями. Такие носители заряда называют неравновесными. Однако следует иметь в виду, что термодинамическое равновесие устанавливается за очень короткий промежуток времени порядка 10" с и неравновесные носители заряда в дальнейшем не отличаются от равновесных. [c.61]

Даже в отсутствие каких-либо внешних воздействий на полупроводник, только за счет энергии тепловых колебаний решетки концентрация свободных носителей заряда в нем должна была бы непрерывно увеличиваться во времени. Этого не происходит потому, что помимо процесса генерации имеет место и обратный процесс — процесс р е -комбинации, при котором исчезает пара свободных носителей заряда — электрон и дырка. [c.61]

Наличие в реальных кристаллах полупроводников различного рода дефектов, например ионов и атомов примеси, дислокаций, а также тепловых колебаний решетки приводит к рассеянию свободных носителей заряда и уменьшению их подвижности. [c.65]

Наиболее существенную роль в рассеянии свободных носителей заряда играют ионы примеси и тепловые колебания решетки, которые в основном и определяют величину подвижности свободных носителей заряда. [c.65]

Согласно теории в атомных полупроводниках при рассеянии свободных носителей заряда лишь на тепловых колебаниях решетки без учета температурной зависимости эффективной массы подвижность носителей заряда [c.65]

Повышение удельной проводимости кремния с увеличением Т в области низких температур обусловлено увеличением концентрации свободных носителей заряда — электронов за счет ионизации донорной примеси. При дальнейшем повышении температуры наступает истощение примеси — полная ее ионизация. Собственная же электропроводность кремния заметно еще не проявляется. В этих условиях концентрация свободных носителей практически от температуры не зависит и температурная зависимость удельной проводимости полупроводника определяется зависимостью подвижности носителей от температуры. Наблюдаемое в этой области температур уменьшение удельной проводимости кремния с увеличением температуры происходит за счет рассеяния свободных носителей заряда на тепловых колебаниях решетки. Однако возможен и такой случай, когда область истощения примеси оказывается в интервале температур, где основным механизмом рассеяния является рассеяние на ионах примеси. Тогда удельная проводимость полупроводника [c.67]

Создание в результате акта поглощения периодического в пространстве неравновесного распределения элементарных возбуждений, которые либо непосредственно участвуют в четырехволновом смешении (например, решетка свободных носителей в полупроводниках), либо в результате вторичных процессов модулируют показатель преломления среды (тепловые решетки в поглощающих жидкостях, решетки пространственного заряда в фоторефрактивных кристаллах). Спектральный диапазон этого, [c.42]

Решетки свободных носителей. При поглощении излучения кристаллами в них, наряду с тештовым изменением показателя преломления, Morjo возбуждаться свободные носители. Как известно, диэлектрическая проницаемость максвелловской плазмы для высоких частот представляется в виде [c.58]

Прямые эксперименты показали [17], ото при накачке кристалла ти-таната бария импульсами длительностью 50 пс в нем сначала записывается несмещенная решетка свободных носителей, которая полностью релак-сирует за 50—100 пс. Формирование смещенной решетки происходит за время порядка длительности импульса накачки вследствие диффузии носителей на малую часть периода решетки. При этом эффективность смещенной решетки оказалась в 50 раз ниже, чем исходной несмещенной. Это свидетельствовало о большей вероятности рекомбинации носителей по сравнению с их движением по кристаллу. [c.200]

Ударная ионизация. Увеличение электропроводности твердого тела в сильных полях связано с увеличением концентрации носителей заряда. При полях, напряженность которых превышает 10 В/м, электроны проводимости приобретают энергию, достаточную для ионизации атомов. В результате ионизации образуются электронно-дырочные пары, которые ускоряются полем до высоких энергий и тоже могут ионизовать атомы. Таким образом, концентрация свободных носителей лавинообразно нарастает. Этот процесс и получил название ударной иониза-ции. Ударная ионизация не приводит к немед- ленному пробою вещества, поскольку электроны (и дырки), рассеиваясь на фононах, передают свою энергию решетке и могут рекомбинировать. [c.259]

В зависимости от силы электрон-фононного взаимодействия могут образоваться поляроны большого радиуса (ПБР) или поляроны малого радиуса (ПМР). Если область искажения вокруг электрона значительно больше параметра элементарной ячейки а, то говорят о поляроне большого радиуса. ПБР образуется в том случае, когда электрон-фононное взаимодействие слабое. Искажения решетки при этом невелики и условия перемещения электронов (дырок) не очень сильно отличаются от условий движения свободных носителей. Однако при движении электрона вйесте с ним движется и вся искаженная область. Это приводит к значительному — в десятки раз — уменьшению подвижности. Подвижность ПБР определяется выражением [c.273]

Кеезом и др. [124] исследовали влияние облучения нейтронами в реакторе на теплоемкость. В образце, подвергнутом общей дозе облучения, равной 5-10 нейтронов на 1 обнаружились два эффекта а) величина 0 уменьшилась примерно на 3% и б) в пределах погрешности эксперимента линейный член в теплоемкости исчез. Последующий отжиг до 500° С не вызвал существенных изменений в низкотемпературной теплоемкости, отжиг до 780° С привел к появлению линейного электронного члена, не изменив, однако, пониженной облучением величины вд. Эти эффекты можно объяснить в рамках существующих представлений о влиянии облучения нейтронами на электрические свойства кремния (ссылки на соответствующие работы см. в [124]). Под действием облучения возникают нерегулярности решетки (свободные места и смещенные атомы), что приводит, по-видимому, к появлению новых уровней в запрещенной зоне между валентными электронами и зоной электронов проводимости. При низких температурах эти новые уровни являются ловушками для электронов проводимости и дырок, что вызывает исчезновение линейного члена в теплоемкости, появление которого связано с носителями тока (в нашем случае с дырками, так как до облучения образец принадлежал к дырочному типу). Отжиг при достаточно высокой температуре устраняет нарушения, вызванные облучением, и уменьшает количество новых уровней, что приводит снова к появлению линейной добавки к теплоемкости. [c.347]

Диэлектрики, в силу того, что свободных носителей заряда в них мало, состоят по сути из связанных заряженных частиц положительно заряженных ядер и обращающихся вокруг них электронов в атомах, молекулах и ионах, а также упруго связанных разноименных ионов, )асположенных в узлах решетки ионных кристаллов. Толяризация диэлектриков — упорядоченное смещение связанных зарядов под действием внешнего электрического поля (положительные заряды смещаются по направлению вектора напряженности поля , а отрицательные— против него). Смещение / невелико и прекращается, когда сила электрического поля, вызывающая движение зарядов относительно друг друга, уравновешивается силой взаимодействия между ними. В результате поляризации каждая молекула или иная частица диэлектрика становится электрическим диполем — системой двух связанных одинаковых по значению и противоположных по знаку зарядов q, Кл, расположенных на расстоянии I, м, друг от друга, причем q — это либо заряд иона в узле кристаллической решетки, либо эквивалентный заряд системы всех положительных или системы всех отрицательных зарядов поляризующейся частицы. Считают, что в результате процесса поляризации в частице индуцируется электрический момент p=ql, Кл-м. У линейных диэлектриков (их большинство) между индуцируемым моментом и напряженностью электрического поля , действующей на частицу, существует прямая пропорциональность р = аЕ. Коэффициент пропорциональности а, Ф-м , называют поляризуемостью данной частицы. Количественно интенсивность поляризации определяется поляризованно-стью Р диэлектрика, которая равна сумме индуцированных электрических моментов всех N поляризованных частиц, находящихся в единице объема вещества [c.543]

Удельная электрическая проводимость полуп юводника в отсутствие внешнего воздействия на него, в том числе и света, определяется равновесной концентрацией свободных носителей заряда щкро, генерируемых за счет тепловой энергии решетки [c.70]

Общие представления. Для большинства полупроводниковых приборов используются примесные полупроводники. Поэтому в практике важное значение имеют такие полупроводниковые материалы, у которых ощутимая концентрация собственных носителей заряда появляется при возможно более высокой температуре, т. е. полупроводники с достаточно широкой запрещенной зоной. В рабочем интервале температур поставщиками свободных носителей заряда являются примеси. Примесями в простых полупроводниках служат чужеродные атомы. Под примесями в полупроводниковых химических соединениях понимают не только включения атомов посторонних элементов, но и избыточные по стехиометрическому составу атомы тех самых элементов, которые входят в химическую формулу самого соединения. Кроме того, роль примесей играют всевозможные дефекты кристаллической решетки пустые узлы, атомы или ионы, оказавшиеся в междоузлиях решетки, дислокации или сдвиги, возникающие при пластической деформации кристалла, микротре-дины и т. д. (стр. 12). Если примесные атомы находятся в узлах кристаллической решетки, то они называются примесями замещения, если в междоузлиях — примесями внедрения. [c.233]

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]

Функция 7 (1 — р) имеет максимум при р = 1/2, т. е. при равном содержании в сплаве обоих компонентов (штриховая линия на рис. 7.7, г). Если, однако, сплавляемые металлы при определенном, ооогношении компонентов образуют соединение с упорядоченной внутренней структурой, то периодичность решетки восстанавливается (рис. 7.7, в) и сопротивление, обусловленное рассеянием нэ примесях, практически полностью исчезает. Для сплавов меди с золотом это имеет место при соотношениях компонентов, отвечающих стехиометрическим составам Си зАи и uAu (сплошная кривая на рис. 7.7, г). Это является убедительным подтверждением квантовой теории электропроводности, согласно которой причиной электрического сопротивления твердых тел является не столкновение свободных электронов с атомами решетки, а рассеяние их на дефектах решетки, вызываюш,их нарушение периодичности потенциала. Идеально правильная, бездефектная решетка, имеющая строго периодический потенциал, не способна рассеивать свободные носители заряда и поэтому должна обладать нулевым сопротивлением. Укажем, что это не явление сверхпроводимости, о котором будет ндти-речь далее, а естественное поведение всех абсолютно чистых металлов при предельно низких температурах, вытекающее из квантовой природы их электрического сопротивления. [c.189]

Металлы проводят электрический ток, так как валентные электроны могут свободно двигаться в кристаллической решетке. Причины подвижности электронов в металлах состоят в том, что они легко удаляются из атома (низкая энергия ионизации) и Nroryr находиться близко к двум или более положительным ядрам в любой части кристалла (из-за наличия большого числа свободных валентных орбит). Вещества, в которых имеются свободные носители зарядов - проводники. В изоляторах (диэлектриках) свободные носители зарядов отсутствуют. Металлы - характерные проводники и энергия делокализованных электро- [c.42]

Количественная оценка температуры решетки, концентрации фотовозбужден-ных свободных носителей и вызываемой последними через механизм электрон-фононного потенциала деформации механических напряжений в кристалле была получена путем подгонки параметров модельных спектров под экспериментальные данные. Рассчитанные с учетом [c.151]

Наряду с описанным выше механизмом изменения показателя преломления в полупроводниковых кристаллах реализуются и другие нелинейные механизмы. Во-первых, это описанный в п. 2.3.1 тепловой механизм. Другая причина изменения показателя преломления связана с переходами свободных носителей внутри зоны проводимости. За счет этих переходов реализуется тепловая нелинейность, так как возбужденный носитель, термализуясь, греет кристаллическую решетку. Другая причина заключается в непараболичности зоны. Кроме указанных механизмов, изменение показателя преломления может быть связано с рождением экситонов, особенно при низкой температуре. Наконец, отметим, что в полупроводниковых кристаллах без центра инверсии возможен и фоторефрактивный эффект, описанный в п. 2.2.5. [c.59]

Критический рост концентрации свободных носителей заряда и температурный гистсрезис при переходе из диэлектрической фазы в маталлическую мо-Г 1 быть, 67,ЯС СБЫ п молели экситонного диэлектрика. Как было показано Моттом, электронный спектр кристалла с небольшим перекрытием двух зон подобен полуметаллу, что способствует локализации электронно-дырочных пар в виде экситонов. Их образование в кристаллической решетке повышает поляризуемость, электронная составляющая которой пропорциональна кубу рассто-Я1 ия электрона от положительного заряда. С изменением поляризуемости изменяется и фонониый спектр кристалла, поскольку возрастает его диэлектрическая проницаемость. [c.117]

При взаимодействии светового пучка с твердым телом изменяются параметры пучка (интенсивность, поляризация, частотный и угловой спектры и т. д.). Степень изменения каждого из этих параметров определяется свойствами как твердого тела, так и пучка, а также условиями взаимодействия. Изменение температуры твердого тела сопровождается изменением амплитуды колебаний атомов в узлах решетки и, вследствие этого, изменением межатомных расстояний, что приводит к температурной зависимости оптических параметров. Известны температурные зависимости ширины запреш енной зоны полупроводниковых и диэлектрических кристаллов, действительной и мнимой частей комплексного показателя преломления, концентрации и подвижности свободных носителей заряда, плотности фононов для каждой разрешенной моды колебаний решетки [1.41, 1.42]. Выбор характеристик пучка, условий взаимодействия пучка с объектом, а также условий регистрации сигнала позволяет проводить измерение многих температурно-зависимых параметров твердого тела. Оптическая термометрия включает последовательность преобразований в соответствии с температурой устанавливается значение физического параметра, проводится его измерение оптическим методом, затем на основе известных соотношений между температурой, физическим параметром и регистрируемым оптическим сигналом определяется температура. Эта последовательность предполагает использование внешнего зондируюш его излучения, т. е. диагностика является активной. [c.19]

Поглощение обусловлено свободными носителями, концентрация которых увеличивается с температурой в соответствии с аррениусовой зависимостью, энергия активации равна полуширине запрещенной зоны. Рассеяние носителей при поглощении кванта происходит на акустических колебаниях решетки, отсюда а [3.47]. По сравнению с (3.4) модель Друде дает заниженные значения коэффициента поглощения. Причины неприменимости классической модели а подробно обсуждены [3.48]. [c.84]

Только что возникшие фотовозбужденные электрон и дырка имеют полную кинетическую энергию, равную ку — Eg, которая, вообще говоря, значительно больше тепловой энергии связанной с температурой решетки. За время, измеряемое наносекундами, свободные носители термализуются , т. е. их энергия уменьшается до вследствие быстрого излучения [c.129]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...