Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Электронные явления в наноструктурированных материалах 9
1.1 Наночастицы 9
1.2 Электрофизические свойства материалов, состоящих из полупроводников и полупроводниковых наночастиц 13
1.3 Термоэлектрические свойства материалов 25
1.4 Поляризационные явления в материалах 29
1.5 Постановка задачи 34
ГЛАВА 2 Методика экспериментальных исследований 36
2.1 Экспериментальная установка для изучения электрофизических и термоэлектрических свойств структуры «металл - наночастицы - металл» 36
2.2 Образцы 39
2.3 Схема электрических измерений и методика эксперимента 43
2.4 Методика эксперимента по изучению спонтанной поляризации мелкодисперсных полупроводников при хемосорбции водорода 46
2.5 Погрешности и обработка результатов измерений 49
ГЛАВА 3 Электронные явления в наноструктурированных материалах, насыщенных водородом 51
3.1 Влияние газовой среды на свойства наночастиц из полупроводниковых материалов 51
3.2 Электропроводность и термоэдс материала, состоящего из шарообразных наночастиц полупроводника, насыщенных атомами водорода 60
3.3 Возникновение электрического поля в мелкодисперсных полупроводниках при хемосорбции водорода
ГЛАВА 4. Теория обнаруженных электронных явлений 89
4.1 Природа проводимости наноструктурированных материалов с равным нулю дифференциальным сопротивлением 89
4.2. Теоретическое обоснование спонтанной поляризации мелкодисперсного полупроводника, инициированной хемосорбцией водорода 94
Заключение 97
Список использованной литературы
- Электрофизические свойства материалов, состоящих из полупроводников и полупроводниковых наночастиц
- Схема электрических измерений и методика эксперимента
- Электропроводность и термоэдс материала, состоящего из шарообразных наночастиц полупроводника, насыщенных атомами водорода
- Теоретическое обоснование спонтанной поляризации мелкодисперсного полупроводника, инициированной хемосорбцией водорода
Электрофизические свойства материалов, состоящих из полупроводников и полупроводниковых наночастиц
Интерес к полупроводниковым нанокристаллам начинает развиваться с 1980х гг., когда была сформулирована концепция размерного квантования [7-10], развитая позднее в работах [8, 9]. В настоящее время активно ведутся интенсивные разработки в области создания оптоэлектронных полупроводниковых приборов, содержащих масс-сивы самоорганизованных квантовых точек [11,12]. Свойства этих приборов определяются энергиями электронных состояний в квантовых точках, которые сильно зависят от размеров последних. Для получения статистических данных о размерах квантовых точек используется анализ топографических изображений, полученных методом атомно-силовой микроскопии. Так в [13] произведён анализ топографических АСМ-изображений самоорганизованных InAs-квантовых точек, выращенных с помощью молекулярно-пучковой эпитаксии на подложке из эпитаксиального GaAlAs. Согласно [13], такие характеристики, как концентрация, средний размер и полуширина распределения по высоте, существенно зависят от параметров роста, изменяющихся в незначительных пределах.
Известно, что электронные структуры объемного образца и отдельно взятой полупроводниковой наночастицы существенно различаются. Это проявляется в образовании внутри запрещенной зоны области разрешенных значений энергии, определяемыми малыми размерами частицы, в изменении энергии экситонных состояний, а также в образовании в зоне проводимости квантово-размерных состояний носителей заряда, зависящих от формы и размеров наночастицы. В работе [14] представлена теоретическая модель спектра пропускания наночастицами видимого и ближних диапазонов инфракрасного и ультрафиолетового света. Для сравнения теоретических и экспериментальных результатов в данной работе использовались наночасти цы широкозонного диэлектрика оксида алюминия АЬОз, помещенные в прозрачную диэлектрическую жидкую матрицу.
Создание и изучение нанопроволок (НП) и наночастиц (НЧ) из ферромагнитных металлов привлекает всё большее внимание [15], поскольку на основе данных нанообъектов возможно создание устройств хранения и записи информации, спиновых клапанов и магниторезистивных сенсоров. В [16] за счёт применения методики на основе использования литографической полимерной маски на поверхности SiCh получены нанопроволоки Ni с минимальной шириной 60 нм, толщиной от 6 нм до 20 нм и длиной до 20 мкм, а также сформированы наночастицы Ni с заданным распределением их по поверхности твердого тела. В [17] методом гальваностатического электроосаждения на поверхности многостенных углеродных нанотрубок получены наночастицы Ni.
Также активно развивается синтез наночастиц. Например, в [18-22] при окислительно-восстановительных реакциях синтезированы наночастицы никеля и кобальта. В [23] произведён синтез наночастиц сложных оксидов титана, кобальта и марганца со структурой ильменита и шпинели в порах опаловой матрицы. В [24] синтезированы полые наночастицы у-АЬОз. А в работе [25] экспериментально исследован синтез стабильных коллоидных растворов наночастиц при лазерной абляции медной мишени в воде и фрагментации нанопорошка Cu+CuO излучением импульсного волоконного лазера с длиной волны 1064 нм при длительности импульса 100 наносекунд. При этом установлено наличие зависимости размера наночастиц и стабильности коллоидного раствора от технологических параметров. Также показано формирование сферических наночастиц оксида меди при лазерной абляции. В [26] впервые произведён синтез наночастицы «ядро ВІ2ТЄ3» -«оболочка SiCh». Целью синтеза данных наночастиц является создание объемных композитов с высокой термоэлектрической добротностью. Так же было установлено, что удельное электрическое сопротивление данного композита возрастает с уменьшением температуры. В [27] на модели ядро-оболочка изучена зависимость намагниченности антиферромагнитной наночастицы от ее формы. Тем самым, показано, что намагниченности нанодиска, нанопроволоки и сферической частицы могут отличаться в несколько раз.
В [28] приведены исследования легированных наночастиц Y3AI5O12 с термическим обжигом при различных температурах. В [29] на примере наночастиц CdTe, легированных P205-Na20-ZnO - ІЛ2О исследовано влияние концентрации, времени отжига и температуры на ширину запрещенной зоне и размеры полупроводниковых наночастиц CdTe.
Широкий спектр уникальных свойств наночастиц сопровождается увеличением направлений изучения их свойств. Так в [30] изучены свойства магнитных наночастиц. В [31] проведено исследование физических свойств нанокристаллического никеля: изменение диэлектрической константы от частоты при различных температурах, изменение проводимости от частоты. Свойства и применения квантовых точек гетероструктур, выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии показаны в [32]. Низкотемпературное гидрирование наночастиц железа на графене изучено в работе [33]. В [34] изучены каталитические свойства наноразмерных алюминатов цинка.
Также известны работы об исследовании влияния среды на свойства наночастиц: в [35] рассмотрено хемосорбция кислорода на наночастицах золота, в [36] на никеле. В исследовано влияние гамма-облучения на процессы адсорбции и десорбции водорода в углеродных микроволокнах в [37].
Схема электрических измерений и методика эксперимента
Перед началом опытов внутреннюю поверхность реактора 1 (см. схему установки на рисунке 2.1) и разрядных трубок очищали последовательной обработкой 30 % азотной кислотой, насыщенным раствором Na2B407 и дистиллированной водой (для этого жидкости заливались в реактор). После этого в течение 5 ч стенки разрядных трубок очищали плазмой водорода, создаваемой с помощью высокочастотных газовых разрядов; при этом высокочастотное напряжение прикладывали к электродам, расположенным на внешних поверхностях разрядных трубок [51]. Высокая эффективность промывки вакуумных систем атомарным водородом доказана в работе [106]. Для очистки поверхности образцов от адсорбционных загрязнений они выдерживались 1,5 - 5 ч в атомно-молекулярной смеси водорода при температуре 400 К. В этих условиях газ вступает с поверхностными примесями и компонентами решетки в химические реакции, превращая их в летучие гидриды [107]. Такой метод приводит к глубокой очистке поверхности как в методе ионной бомбардировки. Нанесение на электрод слоя частиц, диаметр которых не превышает 270 нм, проходило в несколько этапов. Порошок взвешивали в изопро-пиловом спирте марки ХЧ в течение 1-4 суток, затем верхнюю часть образовавшейся взвеси пипеткой наносили на поверхность электрода и высушивали на воздухе. Образовавшиеся пленки изучали под микроскопом, определяли следующие характеристики: распределение частиц, средний и наибольший диаметр частиц, поверхностный состав химических элементов. После этого на слой исследуемых частиц сверху устанавливали верхний электрод и образец помещали в экспериментальную установку.
В других опытах в вакуумной камере производилась обработка электрода с нанесённым на его поверхность слоем частиц диаметром 100 нм атомарным кислородом или атомарным водородом при температуре 295 К. Продолжительность данной обработки составляла 180 мин., концентрация атомов в газовой среде составляла па = 1013 - 1015 см-3. В отдельных опытах исследуемые образцы выдерживали в вакуумной камере в среде атомарного кислорода или атомарного водорода при па = 1013 см-3 до 3 ч, затем измеряли вольтамперную характеристику. При этом структура находилась в откачанной вакуумной камере с давлением 60 - 0.15 Па или в атмосфере воздуха при температуре 295 К.
Использовали мелкодисперсные соединения C11SO4, CsNCb, РЬ(Ж)з)2, КМп04 марки «ХЧ». Средний размер частиц составлял 15-20 мкм. Слой порошка толщиной h 0.2 мм и площадью S 50 мм2, расположенный между двумя параллельными пластинками металла (электродами), помещали в вакуумную камеру, в которую после ее откачки напускали водород с давлением до 3-Ю4Па. Электродами служили пластинки свинца, молибдена или алюминия марки «ЧДА» с размерами 20x10x0.5 мм, а также пленки золота или алюминия, напылённые в вакууме на полированные поверхности монокристаллов кремния с размерами 20x10x0.45 мм. В качестве электродов использовали также разные материалы: монокристалл гафния с содержанием примесей 0.01 % и пленку золота. В других опытах в качестве электродов использовали платину марки «ЧДА» в виде проволоки диаметром 0.6 мм. Эти контактирующие с порошком проволочные электроды находились в горизонтальной плоскости на расстоянии 1 мм друг от друга в центре слоя порошка с размерами 9x6x3 мм, нанесенного на подложку из слюды. Металлы, используемые в качестве электродов, либо хемосорбируют молекулярный водород (Pt, Щ Мо), либо не хемосорбируют (Au, Pb, Al) [108].
Стенки камеры нагревали, пропуская ток через нихромовую обмотку. В других опытах образец помещали на подложку из слюды, расположенную на фольге из молибдена, нагреваемой переменным электрическим током. С помощью термопары измеряли температуру газа или подложки из слюды. Эта температура Т составляла 23 - 250 С. Температуру образца изменяли также (на 20 С) с помощью сфокусированного на поверхности верхней пластинки света лампы накаливания, проходящего через окно в стенке камеры. Измеряли постоянное электрическое напряжение между электродами U, самопроизвольно возникающее в процессе увеличения температуры образца с постоянной скоростью 60 - 100 С/ч. В других аналогичных опытах, периодически замыкая электроды, с помощью микроамперметра измеряли также электрический ток в цепи и наблюдали его изменение во времени. Если ток короткого замыкания /sc не изменялся в течение 10 с (что, как правило, выполнялось), записывали его значение и определяли величину Rsc = U/Isc. Уменьшая давление водорода с начальной скоростью 3-Ю3 Па/мин, наблюдали изменение U, затем увеличивали. Для определения диэлектрической проницаемости слоя порошка є в отдельных опытах измеряли электрическую емкость С конденсатора, образованного электродами, с помощью прибора «LCR meter Е7-22» (на частоте 120 Гц с амплитудой напряжения 0.4 В), при этом e=Ch/(eoS). Используя метод Сойера-Тауэра, с помощью цифрового осциллографа Hantek DSO 2150 USB измеряли петли диэлектрического гистерезиса на частотах v = 20 - 3-Ю3 Гц при амплитуде переменного синусоидального напряжения 10 В. В каждом опыте емкость Со последовательно соединенного эталонного конденсатора выбирали из условия Со » С Установку экранировали. При выполнении измерений уровень электромагнитных помех был менее 10 мкВ. Используемая схема представлена на рисунке 2.9. Размеры частиц до и после опытов определяли с помощью микроскопа Axioscop 2МАТ.
На рисунке 2.9: ИП - источник переменного синусоидального напряжения, О - осциллограф, С - исследуемый образец. С0 - последовательно соединённый эталонный конденсатор. В качестве источника синусоидального напряжения использовались:
Электропроводность и термоэдс материала, состоящего из шарообразных наночастиц полупроводника, насыщенных атомами водорода
Отметим, что ВАХ, содержащая участок отрицательного дифференциального сопротивления, приближающегося к нулю при увеличении тока, наблюдается также у структуры «металл-диэлектрик-металл» с шарообразными частицами АЬОз или ZrCh в качестве диэлектрика. Эффект обусловлен наличием двойной инжекции электронов и дырок в оксид металла, вследствие которой уменьшаются дебаевский радиус экранирования и, следовательно, ширины туннельных барьеров для электронов и дырок [41, 54]. Переход НМ из проводящего в непроводящее состояние можно интерпретировать следующим: при постепенном возрастании напряжения на НМ происходит смещение вниз уровней электронных ловушек наночастиц СиО и МО, расположенных между дном зоны проводимости и уровнем Ферми полупроводника, до тех пор, пока положение одного из них не совпадет с уровнем Ферми катода. Затем, благодаря туннельному эффекту, электроны переходят из катода на ловушки НЧ. Если вероятность таких переходов выше вероятности переходов захваченных электронов в зону проводимости за счет тепловых флуктуации, тогда у наночастиц появляются электрические заряды, что вызывает переход НМ в непроводящее состояние из-за эффекта кулоновской блокады. При этом в связи с относительно большим напряжением на электродах (2-20 В) вероятность обратных туннельных переходов электронов в катод крайне мала. Это возможно из-за того, что толщина оксидных пленок на поверхности частиц Си и Ni относительно велика, а ловушки электронов (акцепторные центры) имеют малый радиус. После уменьшения напряжения или смены его полярности переход из непроводящего в проводящее состояние НМ происходит в результате потери захваченных наночастицей электронов. Форма гистерезиса на ВАХ зависит от положения уровня ловушки в запрещенной зоне НЧ. Другая интерпретация эффекта перехода НМ в непроводящее состояние заключается в переходе под действием электрического поля электронной системы полупроводника из одного состояния в другое устойчивое состояние; при этом происходит изменение (уменьшение) концентрации электронов проводимости в области между двумя потенциальными барьерами [116]. Поэтому различие двух моделей состоит в изменении или сохранении зарядового состояния НЧ после перехода.
В случае макроскопических полупроводников постоянство тока при увеличении напряжения обусловлено возникновением электрического домена в области статистической неоднородности примеси, роль которой может выполнять электрод. Эффект является следствием флуктуационной неустойчивости горячих электронов и заключается в возникновении пространственной неоднородности напряженности электрического поля. При этом все изменение напряжения на образце приходится на домен, размеры которого изменяются соответственно [103]. Обнаруженный эффект постоянства тока при увеличении напряжения (рис.3.3), вероятно, имеет другую природу. В этом случае, благодаря увеличению плотности поверхностных донорных состояний в оксидных пленках под действием атомов Н [ПО, 113] и увеличению концентрации носителей тока — электронов, уровень Ферми наночастицы CuO или МО расположен в запрещенной зоне вблизи ее дна зоны проводимости, при этом ее глубокие ловушки и акцепторные уровни заполнены электронами. При увеличении напряжения смещение вниз уровней мелких ловушек электронов продолжается до тех пор, пока их положение не совпадет с уровнем Ферми катода. Этому напряжению (30 мВ) соответствует точка излома на ВАХ (рис.3.2). После этого, за счёт туннельного эффекта, электроны катода переходят на эти мелкие ловушки. При этом из-за малой электрической емкости наночастиц CuO и МО уровни этих ловушек электронов смещаются вверх. Благодаря этому, а также в связи с небольшим значением напряжения на электродах (30-90 мВ), вероятность обратных туннельных переходов электронов в катод существенно больше вероятности переходов захваченных электронов в зону проводимости за счет тепловых флуктуации. В результате отрицательной обратной связи, обусловленной эффектом кулоновской блокады, при увеличении напряжения на НМ свыше 30 мВ уровни электронных состояний НЧ сохраняют постоянное положение относительно уровня Ферми катода. В связи с этим при увеличении напряжения на НМ количество проходящих сквозь НЧ электронов не увеличивается, ток через НМ остается постоянным.
Таким образом, установлены и исследованы электрические свойства наноструктурированного материала (НМ), состоящего из шарообразных частиц металла (меди или никеля) диаметром 100 нм при наличии полупроводниковых наночастиц (НЧ) из оксида металла (СиО, МО), расположенных в области контактов наночастиц.
3.2 Электропроводность и термоэдс материала, состоящего из шарообразных наночастиц полупроводника, насыщенных атомами водорода
Исходный, не насыщенный водородом материал, состоящий из частиц оксида алюминия диаметром 100 нм, не проводит электрический ток. После выдержки материала в плазме водорода в течение 15-20 минут тот же слой материала вначале также не проводит электрический ток. Однако, после 10 -15 минутной выдержки слоя материала в постоянном электрическом поле с напряженностью Е 106В/м материал переходит в проводящее состояние [117]. В этом проводящем состоянии падение напряжения на слое материала мало и не зависит от силы тока через этот слой, т. е. закон Ома не выполняется (рис.3.6а, кривая 1). Смена полярности приложенного к электродам напряжения приводит к переходу материала в непроводящее состояние (рис.3.6а, кривая 2). После уменьшения напряжения и смены его полярности материал снова оказывается в проводящем состоянии. Вольтамперная характеристика воспроизводится при многократных измерениях, что соответствует стабильному существованию материала в новом состоянии, инициированном электрическим полем. После 10 - 15 минутной выдержки слоя материала при напряжении U - 10 В между электродами (см. рис.3.6а) материал переходит в проводящее состояние. После этого смена полярности напряжения переводит материал в непроводящее состояние. То есть прямоугольная форма В АХ сохраняется, но ток в проводящем состоянии меняет свое направление на противоположное.
Аналогичные результаты получены в случае материала, состоящего из частиц никеля, с оксидными пленками на их поверхности. По своим электрическим свойствам исходный, не насыщенный водородом материал, - это полупроводник, электропроводность которого существенно увеличивается при увеличении температуры (Т= 295 - 550 К).
Теоретическое обоснование спонтанной поляризации мелкодисперсного полупроводника, инициированной хемосорбцией водорода
Из закона сохранения энергии следует, что испускание или поглощение электроном фонона в твердом теле возможно в том случае, когда средняя скорость электрона v превосходит скорость звука и (максимальную скорость фононов) [126, 127]: v и. В твердых телах электроны движутся гораздо быстрее фононов, поэтому процесс рассеяния электронов фононами определяет значительное электрическое сопротивление твердых тел и выделение тепла при протекании электрического тока. Допустим, что возможны такие материалы, в которых v u (4.1) Используем условие баланса энергии в проводящей электрический ток среде: r- (j,F) - = 0, (4.2) где Г - усредненная по единичному объему и единице времени разность между энергией, получаемой электронами от поля, и энергией Q , отдаваемой электронами фононам; j - плотность тока; F - напряженность электрического поля. Уравнение (4.2) имеет два решения (4.3а) и (4.36):
В случае постоянного тока ((j(/) = const) условие (j, F) = 0 в (4.3а) означает, что поле F - периодическое в пространстве в направлении вектора j. Следовательно, необходимым (но не достаточным) условием отсутствия электрон - фононного взаимодействия ( Q = 0) является движение электронов в периодическом электрическом поле.
Покажем, что условия (4.1) и (4.3а) могут выполняться при протекании электрического тока в полупроводниковых периодических наноструктурах. В условиях термодинамического равновесия скорость электрона в твердом теле зависит от постоянной а кристаллической решетки [126]: р h т 2жат где гп- эффективная масса электрона. Из-за существенного перекрытия волновых функций соседних атомов (вследствие малости расстояния между ними) величина гп относительно мала [127]. Следовательно, скорость электронов в полупроводниках и металлах (105 - 106 м/с) значительно больше скорости звука (103 м/с) вследствие малости периода кристаллических решеток а.
Рассмотрим монокристалл невырожденного полупроводника п - типа с простой кубической решеткой. Пусть в монокристалле имеются периодически расположенные потенциальные ямы для электронов, обусловленные скоплениями атомов мелких доноров [127]. Эти скопления доноров (неоднородности) для краткости назовем «квазиатомами». Будем считать, что квазиатомы имеют сферическую форму, образуют простую кубическую решетку, кратчайшее расстояние d между центрами квазиатомов и их диаметр D удовлетворяют условиям: D d; d - D Ґ, где Ґ 10 - 100 нм - длина волны де Бройля электронов в полупроводнике. Пусть почти все атомы примеси ионизованы. Тогда каждый квазиатом содержит N положительно заряженных ионов, где 7V nnD3/6; п - средняя концентрация атомов примеси в квазиатоме. Энергия связи электрона с квазиатомом (глубина потенциальной ямы) равна разности положений дна зоны проводимости Ес относительно уровня Ферми Ф в квазиатоме и вне его: АЕс квТіп(п/nv), где nv - концентрация электронов вне квазиатома. Полагая, например, Т = 300 К; п = Ю25 м-3; nv = 1023 м-3; D = 100 нм; получаем: N 5-Ю3; -0.1 эВ. Благодаря тепловым флуктуациям каждый квазиатом может терять ze (не более N) электронов. Это число потерянных электронов ze зависит от температуры и от второго, третьего и т. д. потенциалов ионизации квазиатомов. Будем считать, что потеря каждым квазиатомом двух и более электронов маловероятна, то есть ze = 1. Поэтому каждый квазиатом имеет положительный заряд, численно равный заряду электрона. Состояние системы описывает многоэлектронная волновая функция. В теории квантовых систем многих частиц установлено, что представления зонной теории твердого тела носят строгий многоэлектронный характер для состояний зоны проводимости [128]. Поэтому при описании электронных состояний рассматриваемой структуры используем результаты зонной теории, основанной на одноэлектронном адиабатическом приближении.
Потенциальная энергия электронов в структуре - это периодическая функция с периодом, равным d. W{x) W{x + dn). Волновая функция электрона в периодическом поле представляет где гп - эффективная масса электрона в кристалле; М- масса атома решетки; а - ее период. Используя выражения (4.5) и (4.6), получаем: и md Из аналогии с кристаллами [127] следует, что с уменьшением перекрытия волновых функций квазиатомов эффективная масса электрона т стремится к бесконечному значению. Полагая a/d 10"3; (т М)т1т 105, находим: VG/M 1.
Таким образом, согласно оценке (4.7) скорость движения электронов в материале может удовлетворять неравенству (4.1). Если оно не выполняется, тогда функция (4.4) описывает металлоподобные состояния.
При выполнении условий (4.1) и (4.3а) электрон-фононное взаимодействие не ограничивает электрический ток в структуре. При этом рассеяние носителей тока происходит на электронах, дефектах кристаллической решетки и на неоднородностях структуры. Используя (4.5), сравним длину волны де Бройля носителей тока \=Ъ/(2жт\гг ) с величиной X . Находим: X = X d = а = (10 5 - 10 ) м. Из-за очень большой величины X вероятность рассеяния носителей тока крайне мала. Поэтому удельное электрическое сопротивление структуры чрезвычайно мало (на порядки меньше, чем у металлов).
Если выполняются условия (4.1) и (4.3а), тогда для создания электрического тока в структуре необходимо к ее металлическим контактам приложить электрическое напряжение U, равное и2=(Ес-Ф)/е, где Ф - уровень Ферми в кристалле. Это обусловлено тем, что для перевода каждого электрона из металлического катода в полупроводник необходимо совершить работу Ес - Ф. Если U=UZ; 0 j jz, тогда дифференциальное сопротивление структуры dU/dJ равно нулю (без учета крайне слабого рассеяния электронов). Увеличение плотности тока J выше некоторого значения jz сопровождается возникновением прыжковой проводимости вследствие переходов электронов между соседними квазиатомами. Поэтому при j jz дифференциальное сопротивление структуры мало, но не равно нулю.
Дифференциальное сопротивление материалов, состоящих из насыщенных водородом частиц оксида алюминия или частиц никеля, равно нулю. Величины иг=(Ес-Ф)/е для этих материалов, равны 200 и 15 мВ соответственно (см. рис. 3.6а кривую 1 и 3.7, кривую 2).
Роль большого поля, вызывающего начальный переход материала в проводящее состояние, состоит в создании остаточной поляризации, вследствие которой концентрация ионов водорода Н+ в материале изменяется периодически. После непродолжительной выдержки в плазме водорода материала, состоящего из частиц оксида алюминия, концентрация носителей тока в нем относительно невелика. Поэтому электрическое поле обуславливает дрейф ионов Н+ в объеме частиц. Поскольку вероятность прохождения ионов через точечные контакты частиц мала, ионы накапливаются возле этих контактов. Это приводит к увеличению концентрации ионов Н+ в приконтактной области и неравномерному распределению ионов и электронов в каждой частице в направлении нормали к поверхности электродов (вдоль силовых линий электрического поля).
Похожие диссертации на Электронные явления в полупроводниковых наноструктурированных материалах, насыщенных водородом
