Возбужденный носитель

Cтраница 2

При высокой температуре и почти нулевом поле перенос тока осуществляется главным образом за счет термически возбужденных носителей, количество которых зависит от температуры и плотности центров захвата. При низкой температуре проводимость обусловлена в основном током, ограниченным пространственным зарядом. [16]

В при 300 К) обусловливает относительно низкий потенциальный барьер, который легко преодолевается термически возбужденными носителями при комнатной температуре. [17]

Экситонные состояния приводят не только к поглощению на длинноволновой стороне края поглощения; кулоновское притяжение между возбужденными носителями влияет и на оптические переходы между основными зонами, хотя при этом образуются несвязанные состояния. [18]

В связи с тем, что на коллекторный переход транзистора подано большое напряжение, являющееся ускоряющим для потока носителей заряда, основное количество возбужденных носителей возникает именно на коллекторном переходе и ток возбуждения протекает в цепи база-коллектор. [19]

Для измерения подвижности носителей тока в органических полупроводниках наиболее мощным и перспективным является метод, хорошо разработанный первоначально для кристаллических счетчиков заряженных частиц и заключающийся в измерении дрейфа возбужденных носителей в электрическом поле. Применительно к органическим полупроводникам этим методом можно измерять подвижность как в монокристаллах и поликристаллических слоях низкомолекулярных органических полупроводников, так и в тонких пленках полимерных полупроводников. Органические полупроводники как нельзя лучше удовлетворяют этим условиям. [20]

Собственный пробой обычно связывают с возникновением до-пороговой лавинной или мпогофотонной ионизации дефектов или собственных состояний матрицы стекла под действием поля световой волны [ 121, 1301, ведущей к росту поглощения за счет появления возбужденных носителей и центров окраски. Так, если облучение стекла производится светом с энергией кванта, большей полуширины запрещенной зоны стекла, то действительно наблюдается двухфотопная ионизация матрицы, рост поглощения и появление собственной люминесценции стекла. Сам же пробой происходит, наиболее вероятно, из-за самофокусировки, возникающей в области облучения при ее нагреве поглощающими электронно-дырочными парами. Если же облучение производится квантами света с энергией, меньшей полуширины запрещенной зоны, то вплоть до порога пробоя ионизацию матрицы стекла наблюдать не удается. [21]

В этом случае основная часть носителей вымораживается магнитным полем на примесные уровни и резонансное поглощение обусловлено переходом электронов с примесных уровней, расположенных под дном самой нижней зоны Ландау, на примесные же уровни, находящиеся под дном следующей зоны Ландау, Этот процесс сам по себе не дает эффекта фотопроводимости, пока возбужденный носитель не испытает рассеяния на самой нижней подзоне Ландау. Этот эффект имеет то преимущество, что обладает ЕЫСОКОЙ избирательностью по длине волны. Спектральная зависимость чувствительности показала дополнительное поглощение, близкое к основной линии, относящееся к переходам на возбужденные состояния примеси. [22]

Эта модель по сути аналогична предложенной Танака [155] модели потенциала с двумя минимумами в основном состоянии. Однако в настоящей модели возбужденные носители релаксируют до состояния фотопотемнения через локализованные состояния вблизи середины запрещенной зоны. Кроме того, в настоящей модели не обязательно присутствие высокой плотности локализованных состояний [155], так как они не являются финальной стадией в процессе фотопотемнения. [23]

Поглощение В общем случае время жизни Тф, найденное света в образце по фотопроводимости, зависит от времени. [24]

Во многих реальных кристаллах кроме рекомбинационных JQ-вушек присутствуют еще ловушки захвата. Их наличие приводит к тому, что часть возбужденных носителей заряда захватывается этими ловушками. Времена жизни электронов и дыре к в этом случае не равны друг другу. [25]

В отсутствие приложенного пиля генерация и рекомбинация возбужденных светом носителей, как видно из выражения (6.12), приводят к выражению, для джонсоновского шума, или шума теплового движения. Поскольку результат не зависит от скорости возбуждения или времени жизни возбужденных носителей, само собой разумеется, что он приложим также и к тепловой генерации и рекомбинации, так что нет необходимости повторять вывод снова для этого случая. [26]

Изучение фотопроводамости методом види-кона позволяет оценить основные параметры, влияющие на фотопроводимость: эффективность генерации носителей, пробег носителей, дрейфовую скорость. Наконец, метод пикосекундной нестационарной дифракционной спектроскопии внес определенную ясность в динамику возбужденных носителей в аморфных полупроводниках, в частности для процесса фото потемнения халькогенидного стекла As2S3, а также оптически освещенного a - Si: Н, полученного в тлеющем разряде. [27]

Изучение фотопроводимости методом види-кона позволяет оценить основные параметры, влияющие на фотопроводимость: эффективность генерации носителей, пробег носителей, дрейфовую скорость. Наконец, метод пикосекундной нестационарной дифракционной спектроскопии внес определенную ясность в динамику возбужденных носителей в аморфных полупроводниках, в частности для процесса фото потемнения халькогенидного стекла As2S3, а также оптически освещенного a - Si: Н, полученного в тлеющем разряде. [28]

Основным процессом во ФТИС является фотопроводимость с участием фононов. Например, собственный полупроводник при низкой температуре может иметь очень малую проводимость, поскольку в нем мало термически возбужденных носителей. Возникающая в результате проводимость называется собственной фотопроводимостью. В легированном полупроводнике при низких температурах ( когда все носители выморожены на мелких примесях) может возникать несобственная или примесная фотопроводимость, если энергия фотонов падающего света достаточна для ионизации примесей. [29]

Зависимость обратного времени 5. [30]

Страницы: 1 2 3 4