Температурная зависимость - подвижность - носитель
Cтраница 2
Они приведены в табл. 2.16 вместе с ожидаемыми температурными зависимостями подвижности носителей для широкой и для узкой зон. Сравнение экспериментальных результатов с данными табл. 2.16 показывает, что объяснить необычную температурную зависимость подвижности цс с, электронов в кристаллах антрацена или нафталина с помощью обычной теории зонного переноса невозможно. [16]
 |
Спектры возбуждения фо - IS. [17] |
Спектр возбуждения фототока КПЗ антрацен - PMDA показан на рис. 5.3.5, а кристаллическая структура данного КПЗ - на рис. 5.3.6. Для X 430 нм спектр возбуждения фототока следует спектру поглощения СТ-перехода. Энергия активации фототока как функция энергии фотонов приведена на рис. 5.3.7. При X 590 нм энергия активации фототока составляет 0 14 0 03 эВ и обусловлена конечным разделением электронно-дырочной пары в возбужденном СТ-состоянии, Температурная зависимость подвижности носителей измерялась отдельно. Можно ожидать, что в кристалле КПЗ антрацен - PMDA для разделения зарядов потребуется меньшая энергия, поскольку уже в результате первоначального акта поглощения света заряды размещаются на различных молекулах. Последнее также благоприятствует разделению зарядов. [18]
Подвижности носителей заряда могут быть измерены с помощью импульсной методики. На рис. 5.3.8 показан вид типичного импульса электронного фототока при Т 353 К, демонстрирующий захват носителей ловушками во время дрейфа. Температурные зависимости подвижностей носителей заряда приведены на рис. 5.3.9. При Т 353 К ре 0 15 см2В - 1с - 1, причем величина подвижности практически не зависит от температуры. На первый взгляд такое низкое значение подвижности и температурная зависимость це - Т 2, подобная зонной, кажутся несовместимыми. [19]
Влияние этих механизмов рассеяния уменьшается с увеличением температуры, в то время как рассеяние кристаллической решеткой становится сильнее. Поэтому должен существовать оптимальный интервал температур, в котором влияние рассеяния ионами примеси проявляется в наибольшей степени, а другие механизмы рассеяния оказывают минимальное воздействие на подвижность носителей заряда. Таким образом, анализ температурной зависимости подвижности носителей заряда с помощью формулы Брукса - Херринга позволяет выявить оптимальный температурный интервал и определить концентрацию ионов примеси. [20]
Значительное влияние на подвижность носителей оказывают сравнительно небольшие потенциальные барьеры в пленке, появление которых вызвано ее структурными несовершенствами. В эпитаксиальных пленках InP, получаемых на подложках из фосфида индия, легированного железом, концентрация электронов превышает 1016 см-3. Наличие в пленках р - InP, получаемых вакуумным испарением [80], температурной зависимости подвижности носителей ( показанной на рис. 3.12) свидетельствует об их рассеянии границами зерен. Ом - см. Электрические свойства пленок InP, легированных серой, находятся в сильной зависимости от условий процесса осаждения и концентрации примеси. Оценочные расчеты показали, что в пленках р-типа диффузионная длина электронов составляет около 0 2 мкм. [21]
Как и в случае других молекулярных кристаллов, зонную модель следует весьма осторожно применять к металл фталоци-анинам. Если преобладает обменное взаимодействие между электронами, то перенос носителей заряда происходит когерентно и можно использовать зонную модель. Если же Преобладает электрон-фоноиное взаимодействие, то перенос носителей происходит некогерентно и лучше пользоваться моделью прыжковой проводимости. Температурная зависимость подвижности носителей заряда позволяет определить величину и при-роду электрон-фононного взаимодействия. Можно в принципе даже определить, какая из фононных мод сильнее всего влияет на движение электронов. [22]
Антимонид индия, легированный железом, также проявляет ряд интересных свойств. Прежде всего следует отметить, что, как показали наши исследования, температурная зависимость магнитной восприимчивости кристалла подчиняется закону Кюри - Вейсса [1], и в области температур выше 20 К материал является парамагнетиком. В интервале температур 80 - 150 К нами наблюдалась аномальная температурная зависимость коэффициента Холла [1], которая может быть объяснена парамагнитными свойствами материала п связана с асимметричным рассеянием носителей тока на парамагнитных центрах. Исследования температурных зависимостей подвижности носителей тока материала показывают, что существует дополнительный механизм рассеяния на нейтральных центрах. [23]
Для веществ из классов I и 3 справедливы более простые выражения. К, и подвижность не зависит от температуры. В то же время в классе 3 подвижность зависит от температуры, а плотность носителей заряда остается постоянной. В работе ( [879] была разработана микроскопическая модель с учетом электрон-фононного взаимодействия, описывающего температурную зависимость подвижности носителей заряда в таких системах. [24]
Учитывая существенное влияние энергии поляризации носителя в кристалле на ширину энергетической щели, разделяющей зоны носителей, естественно заключить, что локальные изменения поляризуемости решетки могут вызвать изменения изгиба зон. Если происходит локальное сжатие решетки, поляризуемость возрастает, и носитель будет захвачен в этой поляризационной яме. Если произойдет локальное расширение, например, в окрестности вакансии решетки, тогда, как уже отмечалось, носитель будет рассеян в область с более высокой поляризуемостью. Хотя в этом случае носитель и не захватывается, тем не менее его подвижность уменьшается. Вследствие высокой концентрации структурных дефектов температурная зависимость подвижности носителей должна зависеть от рассеяния как на этих дефектах так и на собственных колебаниях решетки. [25]
Выше уже говорилось, что введение моделирования на ЭВМ ( машинное моделирование) в качестве квазиэкспериментальной методики оказывает глубокое влияние на ход экспериментальных и теоретических исследований. Рассмотрим теперь явления переноса заряда в аморфных системах, прекрасным примером которых являются полимерные проводники. Ясно, что в аморфных системах движение носителей обеспечивается прыжковым механизмом. Этот результат интересен тем, что он показывает возможность объяснения зависимости подвижности от поля без привлечения ловушек зарядов ( см. разд. Серия экспериментов [21] на твердых растворах производных фенилметана в пластмассовой матрице, в которых имел место перенос дырок, полностью подтвердила результаты моделирования без привлечения заряженных ловушек. Что касается температурной зависимости подвижности носителей в аморфных системах, то она исследовалась экспериментально Лангом и Бесслером [154] на пленках аморфного тетрацена. Использование аморфных пленок веществ, которые в других случаях представляют собой кристаллы, позволяет исследовать влияние беспорядка без изменения химического состава соединения. Пленки тетрацена, нанесенные на подложку и поддерживаемые при температурах 120 - 180 К, являются аморфными. В отсутствие ловушек подвижность описывается формулой ц ( Т) дте ехр [ - ( Т0 / Т) 2 ] при д в интервале от 0 4 до 0 8 см2В - с-1, что подтверждает результаты машинного моделирования, полученные методом Монте-Карло. Ширина гауссова распределения энергий составляла приблизительно 0 1 эВ и зависела от температуры Тр, при которой приготавливались образцы, т.е. от степени беспорядка. Гауссово уширение является следствием расщепления под влиянием беспорядка зоны проводимости на ряд уровней энергии локализованных состояний. Расщепление оказывает большее влияние, чем изменение диэлектрической релаксации окружения носителя заряда. [26]
 |
Температурный ход электропроводности германия с примесями мышьяка. [27] |
Собственная проводимость в функции от 1 / Т представлена на рис. 44 пунктирной прямой. Для наименее чистого образца ( кривая 6) проводимость почти не изменяется с температурой. Для остальных образцов характерны участки, где вплоть до наступления собственной проводимости с увеличением температуры электропроводность падает. Чем чище германий, тем при более низкой температуре начинается металлический ход проводимости. В более чистых образцах раньше наступает истощение примесными носителями и, начиная с этого момента, концентрация носителей тока становится достоянной. Тогда изменение электропроводности определяется лишь температурной зависимостью подвижности носителей. [28]
Сначала был рассмотрен случай слабых полей, когда поле не искажает распределение носителей, а приводит к движению всего распределения с дрейфовой скоростью. Дрейфовая скорость определяется временем, называемым временем рассеяния в течение которого носители ускоряются полем, прежде чем произойдет их рассеяние. Было также введено определение подвижности, как коэффициента пропорциональности между дрейфовой скоростью и электрическим полем. С помощью этих вероятностей рассеяния была найдена температурная зависимость подвижности носителей. На ее основании предложен метод модулированного легирования как способ свести к минимуму рассеяние на ионизованных примесях при низких температурах. [29]
Страницы: 1 2