V. Политическая экономия социализма 12 страница

Однако переходы, для к-рых р не= р', всё же возможны, если электрон, поглощая квант света, одновременно поглощает или испускает фонон. Если частота фонона w _к, а импульс равен р - р', то закон сохранения энергии имеет вид:
[ris]

Т. к. энергии фононов малы (w _к~ ~ 10~² эв) по сравнению с Д Е, то их вклад в (8) мал. Оптич. переходы, в к-рых электрон существенно изменяет свой квазиимпульс, наз. непрямыми, в отличие от прямых, удовлетворяющих условию р = р'. Необходимость испускания или поглощения фонона делает непрямые переходы значительно менее вероятными, чем прямые. Поэтому показатель поглощения света К, обусловленный непрямыми переходами, порядка 10³ см^-1, в то время как в области прямых переходов показатель поглощения достигает 10⁵ см^-1. Тем не менее у всех П., где края зоны проводимости и валентной зоны соответствуют разным р, есть область X вблизи Хмакс, где наблюдаются только непрямые переходы.

Показатель поглощения света в П. определяется произведением вероятности поглощения фотона каждым электроном на число электронов, способных поглощать кванты данной энергии. Поэтому изучение частотной зависимости показателя поглощения даёт сведения о распределении плотности электронных состояний в зонах. Так, вблизи края поглощения в случае прямых переходов показатель поглощения пропорционален
[ris]

[ris]

Наличие в спектре поглощения П. широких и интенсивных полос в области Йсо порядка Д Е показывает, что большое число валентных электронов слабо связано. Т. к. слабая связь легко деформируется внешним электрич. полем, то это обусловливает высокую поляризуемость кристалла. И действительно, для многих П. (алмазоподобные, A^IVB^VI и др.) характерны большие значения диэлектрической проницаемости е. Так, в Ge e = 16, в GaAs e = 11, в РbТе e = = 30. Благодаря большим значениям екулоновское взаимодействие заряженных частиц, в частности электронов и дырок, друг с другом или с заряженными примесями, сильно ослаблено, если они находятся друг от друга на расстоянии, превышающем размеры элементарной ячейки, что и позволяет во многих случаях рассматривать движение каждого носителя независимо от других. Иначе свободные носители тока имели бы тенденцию образовывать комплексы, состоящие из электрона и дырки или заряженной примесной частицы с энергиями связи ~10 эв. Разорвать эти связи за счёт теплового движения, чтобы получить заметную электропроводность, при температурах ~ 300К было бы практически невозможно, однако попарное связывание электронов и дырок в комплексы всё же происходит, но связь эта слаба (Е св~10~² эв) и легко разрушается тепловым движением. Такие связанные состояния электрона и дырки в П., наз. экситонами, проявляются в спектрах поглощения в виде узких линий, сдвинутых на величину Е _св от края поглощения в сторону энергий, меньших энергий фотона. Экситоны образуются, когда электрон, поглотивший квант света и оставивший дырку на своём месте в валентной зоне, не уходит от этой дырки, а остаётся вблизи неё, удерживаемый кулоновским притяжением.

Прозрачность П. в узкой области частот вблизи края собственного поглощения можно изменять с помощью внешних магнитных и электрич. полей. Электрич. поле, ускоряя электроны, может в процессе оптич. перехода передать ему дополнит. энергию (малую, т. к. время перехода очень мало), в результате чего становятся возможными переходы из валентной зоны в зону проводимости под действием квантов с энергией, несколько меньшей Д Е. Чёткий край области собственного поглощения П. при этом слегка размывается и смещается в область меньших частот.

Магнитное поле изменяет характер электронных состояний, в результате чего частотная зависимость показателя поглощения вместо плавной зависимости
[ris]

пиков поглощения, связанных с переходами электрона между уровнями Ландау валентной зоны и зоны проводимости. Наряду с собственным поглощением П. возможно поглощение света свободными носителями, связанное с их переходами в пределах зоны. Такие внутризонные переходы происходят только при участии фононов. Вклад их в поглощение мал, т. к. число свободных носителей в П. всегда очень мало по сравнению с полным числом валентных электронов. Поглощение свободными носителями объясняет поглощения излучения с h w < Д Е в чистых П. В магнитном поле становятся возможными переходы носителей между уровнями Ландау одной и той же зоны, к-рые проявляются в виде резкого пика в частотной зависимости показателя поглощения на циклотронной частоте w _с (см. Циклотронный резонанс). В полях ~ 10³-10⁵ э при эффективной массе ~(1- 0, 01) т ₀ w _c = 10¹⁰-10¹³ сек^-1, что соответствует сверхвысоким частотам или далёкому инфракрасному диапазону.

В П. с заметной долей ионной связи в далёкой инфракрасной области спектра (h w ~10^-2 эв) наблюдаются полосы поглощения, связанные с возбуждением (фотонами) колебаний разноимённо заряженных ионов друг относительно друга.

Роль примесей и дефектов в полупроводниках. Электропроводность П. может быть обусловлена как электронами собственных атомов данного вещества (собственная проводимость), так и электронами примесных атомов (примесная проводимост ь). Наряду с примесями источниками носителей тока могут быть и различные дефекты структуры, напр, вакансии, междоузельные атомы, а также недостаток или избыток атомов одного из компонентов в полупроводниковых соединениях (отклонения от стехиометрич. состава), напр, недостаток Ni в NiO или S в PbS.

Рис. 4. Электронные переходы, создаю-' щие электропроводность в полупроводнике: 1-ионизация доноров (проводимость п-типа); 2 - захват валентных электронов акцепторами (проводимость р-типа); 3 - рождение электронно-дырочных пар (собственная проводимость); 4 - компенсация примесей.

Примеси и дефекты делятся на доноры и акцепторы. Доноры отдают в объём П. избыточные электроны и создают таким образом электронную проводимость (п-типа). Акцепторы захватывают валентные электроны вещества, в к-рое они внедрены, в результате чего создаются дырки и возникает дырочная проводимость (р-типа) (рис. 4). Типичные примеры доноров-примесные атомы элементов V группы (Р, As, Sb) в Ge и Si. Внедряясь в кристаллич. решётку, такой атом замещает в одной из ячеек атом Ge. При этом 4 из 5 его валентных электронов образуют с соседними атомами Ge ковалентные связи, а 5-й электрон оказывается для данной решётки члишним", т. к. все связи уже насыщены. Не локализуясь ни в одной элементарной ячейке, он становится электроном проводимости. При этом примесный атом однократно положительно заряжен и притягивает электрон, что может привести к образованию связанного состояния электрона с примесным ионом. Однако эта связь очень слаба из-за того, что электростатич. притяжение электрона к примесному иону ослаблено большой поляризуемостью П., а размеры области вблизи примеси, в к-рой локализован электрон, в десятки раз превышают размер элементарной ячейки кристалла. Энергия ионизации примеси ~0, 01 эв в Ge и ~0, 04 эв в Si, даже при темп-ре 77 К большинство примесей ионизовано, т. е. в П. имеются электроны проводимости с концентрацией, определяемой концентрацией донорных примесей.

Аналогично атомы элементов III группы (В, Al, Ga, In) - типичные акцепторы в Ge и Si. Захватывая один из валентных электронов Ge в дополнение к своим 3 валентным электронам, они образуют 4 ковалентные связи с ближайшими соседями -атомами Ge - и превращаются в отрицательно заряженные ионы. В месте захваченного электрона остаётся дырка, к-рая так же, как электрон вблизи донорного иона, может быть удержана в окрестности акцепторного иона кулоновским притяжением к нему, однако на большом расстоянии и с очень малой энергией связи. Поэтому при не очень низких темп-рах эти дырки свободны.

Такие же рассуждения объясняют в случае соединений A^III B^v донорное действие примесей нек-рых элементов VI группы (S, Se, Те), замещающих атом B^v, и акцепторное действие элементов II группы (Be, Zn, Cd), замещающих А^III. В Ge тот же Zn - двухзарядный акцептор, т. к. для того, чтобы образовать 4 валентные связи с соседями, он может захватить в дополнение к 2 своим валентным электронам ещё 2, т. е. создать 2 дырки. Атомы Сu, Аu могут существовать в Ge в нейтральном, одно-, двух-и трёхзарядном состояниях, образуя одну, две или три дырки.

Рассмотренные примеры относятся к примесям замещения. Примером примесей внедрения в Ge и Si является Li. Из-за малости иона Li⁺ он, не нарушая существенно структуры решётки, располагается между атомами Ge (в междоузлии); свой внешний валентный электрон, движущийся на существенно большем расстоянии, он притягивает очень слабо и легко отдаёт, являясь, т. о., типичным донором. Во многих П. типа A^1VB^VI источники свободных дырок - вакансии атомов A^IV, а вакансии B^VI - источники электронов проводимости. Из сказанного ясно, что введение определённых примесей (легирование П.) - эффективный метод получения П. с различными требуемыми свойствами.

Сильно легированные полупроводники. При больших концентрациях примесей или дефектов проявляется их взаимодействие, ведущее к качественным изменениям свойств П. Это можно наблюдать в сильно легированных П., содержащих примеси в столь больших концентрациях N_np, что среднее расстояние между ними, пропорциональное N_np^1/3, становится меньше (или порядка) среднего расстояния а, на к-ром находится от примеси захваченный ею электрон или дырка. В таких условиях носитель вообще не может локализоваться на к.-л. центре, т. к. он всё время находится на сравнимом расстоянии сразу от неск. одинаковых примесей. Более того, воздействие примесей на движение электронов вообще мало, т. к. большое число носителей со знаком заряда, противоположным заряду примесных ионов, экранируют (т. е. существенно ослабляют) электрич. поле этих ионов. В результате все носители, вводимые с этими примесями, оказываются свободными даже при самых низких темп-рах.
[ris]

Ха~1, легко достигается для примесей, создающих уровни с малой энергией связи (мелкие уровни). Напр., в Ge и Si, легированных примесями элементов III или V групп, это условие выполняется уже при N_пр~10¹⁸-10¹⁹ см^-3, в то время как удаётся вводить эти примеси в концентрациях вплоть до Nnp ~ 10²¹ см^-3 при плотности атомов осн. вещества ~5-10²² см ^-3. В П. A^IVB^VI практически всегда с большой концентрацией (=> 10¹⁷ 10¹⁸ см^-3) присутствуют вакансии одного из компонентов, а энергии связи носителей с этими вакансиями малы, так что
[ris]
выполнено.

Равновесные концентрации носителей тока в полупроводниках. При отсутствии внешних воздействий (освещения, электрич. поля и т. п.) концентрации электронов и дырок в П. полностью определяются темп-рой, шириной его запрещённой зоны Д Е, эффективными массами носителей, концентрациями и пространственным распределением примесей и дефектов, а также энергиями связи электронов и дырок с ними. Это т.н. равновесные концентрации носителей.

При самых низких темп-pax (вблизи Т=0 К) все собств. электроны П. находятся в валентной зоне и целиком заполняют её, а примесные локализованы вблизи примесей или дефектов, так что свободные носители отсутствуют. При наличии в образце доноров и акцепторов электроны с доноров могут перейти к акцепторам. Если концентрация доноров Na больше концентрации акцепторов Na, то в образце окажется Na отрицательно заряженных акцепторных ионов и столько же положительно заряженных доноров. Только N_d - N_a доноров останутся нейтральными и способными с повышением темп-ры отдать свои электроны в зону проводимости. Такой образец является П. п -типа с концентрацией носителей N_d-N_a. Аналогично в случае N_a> N_d П. имеет проводимость р-типа. Связывание донорных электронов акцепторами наз. компенсацией примесей, а П., содержащие доноры и акцепторы в сравнимых концентрациях, - компенсированными.

С повышением темп-ры тепловое дви-жение " выбрасывает" в зону проводимости электроны с донорных атомов и из валентной зоны (для определённости имеется в виду проводимость n -типа). Однако если энергия ионизации донора E_d < < Д Е (что обычно имеет место), а температура не слишком высока, то первый из этих процессов оказывается доминирующим, несмотря на то, что число доноров во много раз меньше числа валентных электронов. У П. появляется заметная примесная электронная проводимость, быстро растущая с ростом температуры. Концентрация электронов в зоне проводимости при этом во много раз больше концентрации дырок в валентной зоне. В таких условиях электроны наз. основными носителями, а дырки -неосновными (в П. р-типа наоборот: основные носители -дырки, неосновные -электроны). Рост концентрации свободных носителей с темп-рой продолжается до тех пор, пока все доноры не окажутся ионизованными, после чего концентрация в широком температурном интервале остаётся почти постоянной и равной: п = = N_d-N_a. Число же электронов, забрасываемых тепловым движением в зону проводимости из валентной зоны, продолжает экспоненциально нарастать и при нек-рой темп-ре становится сравнимым с концентрацией примесных электронов, а потом и во много раз большим, т. е. снова начинается быстрое возрастание с темп-рой суммарной концентрации свободных носителей. Это область собственной проводимости П., когда концентрации электронов п и дырок р практически равны: п=р=n_i. Рост числа собственных носителей тока продолжается вплоть до самых высоких темп-р, и концентрация их может достигать при Т = 1000 К значений, лишь на 1-3 порядка меньших, чем концентрация электронов проводимости в хороших металлах. Темп-pa, при к-рой происходит переход от примесной к собственной проводимости, зависит от соотношения между "? < г и Д"?, а также от концентраций Na и Na. В Ge с примесью элементов V группы полная ионизация доноров происходит уже при темп-pax Т~10 К, если N_d~10¹³ см^-3 и при Т= З0 К, если N_a~ ~ 10¹⁶ см^-3, а переход к собственной проводимости при Т = 300 К для N_d ~ ~10¹³ см^-3 и при Т = 450 К для N_d~ ~10¹⁶ см^-3 (рис. 5).

Рис. 5. Температурная зависимость концентрации п носителей тока в умеренно легированном (1) и сильно легированном (2) полупроводниках: I - область частичной ионизации примесей: II -область их полной ионизации; III - область собственной проводимости.

Определение равновесных концентраций носителей тока в П. основывается на распределении Ферми (см. Статистическая физика) электронов по энергетич. состояниям (в зонах и на примесных уровнях). Вероятность f того, что состояние с энергией E занято электроном, даётся формулой:
[ris]

Если уровень Ферми лежит в запрещённой зоне на расстоянии > kT от дна зоны проводимости и от потолка валентной зоны, то в зоне проводимости f< < 1, т. е. мало электронов, а в валентной зоне 1 - f< < l, т. е. мало дырок. В этом случае принято говорить, что электроны и дырки невырождены, в отличие от случая вырождения, когда уровень Ферми лежит внутри одной из разрешённых зон, напр, в зоне проводимости на расстоянии > > kT от её дна. Это означает, что все состояния в этой зоне от дна до уровня Ферми заполнены носителями тока с вероятностью f(E) ~~1.

Положение уровня Ферми зависит от темп-ры и легирования. В объёме пространственного однородного П. оно определяется условием сохранения полного числа электронов или, иными словами, условием электронейтральности:
[ris]

Здесь N_d⁺ - концентрация ионизованных доноров, N_a^- - акцепторов, захвативших электрон.

В сильно легированных П. концентрация носителей остаётся постоянной и равной (Nd-Na) при всех темп-pax вплоть до области собственной проводимости, где они не отличаются от др. П. (кривая 2, рис. 5). При низких темп-pax носители в сильно легированных П. вырождены, и такие П. формально следовало бы отнести к плохим металлам. Они действительно обнаруживают ряд металлич. свойств, например сверхпроводимость (SrTiO₃, GeTe, SnTe) при очень низких темп-рах.

Неравновесные носители тока. Важной особенностью П., определяющей многие их применения, является возможность относительно легко изменять в них концентрации носителей по сравнению с их равновесными значениями, т. е. вводить дополнительные, неравновесные (избыточные) электроны и дырки. Генерация избыточных носителей возникает под действием освещения, облучения потоком быстрых частиц, приложения сильного электрич. поля и, наконец, инжекции (" впрыскивания") через контакты с др. П. или металлом.

Фотопроводимость полупроводников- увеличение электропроводности П. под действием света; как правило, обусловлена появлением дополнит, неравновесных носителей в результате поглощения электронами квантов света с энергией, превышающей энергию их связи. Различают собственную и примесную фотопроводимости. В первом случае фотон поглощается валентным электроном, что приводит к рождению пары электрон -дырка. Очевидно, такой процесс может происходить под действием света с длиной волны, соответствующей области собственного поглощения П.: h w > ~ Д E. Пары электрон - дырка могут создаваться и фотонами с энергией, несколько меньшей Д E, т. к. возможны процессы, в к-рых электрон, поглощая фотон, получает дополнит, энергию за счёт теплового движения (кристаллич. решётки или от равновесного носителя тока), напр, энергия h w достаточна для создания экситона, к-рый затем под действием теплового движения распадается на свободные электрон и дырку. Под действием существенно более длинноволнового света фотопроводимость возникает только при наличии примесей, создающих локальные уровни в запрещённой зоне, и связана с переходом электрона либо с локального уровня в зону проводимости, либо из валентной зоны на локальный уровень примеси (рождение дырки).

Явление фотопроводимости позволяет за короткое время (~мксек или ~нсек) изменять электропроводность П. в очень широких пределах, а также даёт возможность создавать высокие концентрации носителей тока в П., в к-рых из-за относительно большой Д E и отсутствия подходящих примесей не удаётся получить заметных равновесных концентраций носителей. Использование фотопроводимости П. с разными Д E и глубиной примесных уровней (Si, Те, InSb, PbS, CdS, РbТе, Ge, легированный Zn или Au и т. д.) позволяет создавать высокочувствительные приёмники света для различных областей спектра от далёкой инфракрасной до видимой (см. Инфракрасное излучение, Фотопроводимость).

Прохождение быстрых частиц через полупроводники. Значит, доля энергии частицы (~30%) при этом тратится в конечном счёте на создание электронно-дырочных пар, число к-рых, т. о., порядка отношения Д E к энергии частицы. Для частиц с энергиями от 10 кэв до 10 Мэв это отношение ~ 10⁴-10⁷. Явление может использоваться для счёта и измерения энергии быстрых частиц (см. Полупроводниковый детектор).

Рекомбинация. Захват свободных носителей примесями или дефектами. Рекомбинацией наз. любой процесс, приводящий к переходу электрона из зоны проводимости в валентную зону с заполнением к.-л. дырочного состояния, в результате чего происходит исчезновение электрона и дырки. Переход электрона из зоны проводимости в состояние, локализованное вблизи примеси или дефекта, наз. его захватом. Захват дырки означает переход электрона с примесного уровня в незанятое электронами состояние в валентной зоне. В условиях термодинамич. равновесия тепловая генерация носителей и ионизация доноров и акцепторов уравновешивают процессы рекомбинации и захвата, а скорости этих взаимно обратных процессов находятся как раз в таком соотношении, к-рое приводит к распределению Ферми для электронов по энергиям.

Если же в П. появляются неравновесные носители, то число актов рекомбинации и захвата возрастёт. Т. о., после прекращения внешнего воздействия рекомбинация происходит интенсивнее, чем генерация, и концентрация носителей начинает убывать, приближаясь к своему равновесному значению. Среднее время г, к-рое существуют неравновесные носители, наз. временем их жизни. Оно обратно пропорционально быстроте рекомбинации или захвата примесями. Время жизни т носителей в П. варьируется от 10^-3 сек до 10^-10 сек. Даже в одном и том же П. в зависимости от темп-ры, содержания примесей или дефектов, концентрации неравновесных носителей значения т. могут изменяться на несколько порядков.

Рекомбинация и захват всегда означают переход носителя на более низкие уровни энергии (в валентную зону или запрещённую). Различные механизмы рекомбинации отличаются друг от друга тем, куда и каким образом передаётся выделяемая при таком переходе энергия. В частности, она может излучаться в виде кванта света. Такая излучатель-ная рекомбинация наблюдается в любом П. Полное число актов излу-чательной рекомбинации в сек пропорционально произведению п*р и при небольших концентрациях носителей этот механизм рекомбинации мало эффективен. Однако при больших концентрациях (~10¹⁷ см^-3) нек-рые П. становятся эффективными источниками света (р е-комбинационное излучение) в узком диапазоне длин волн, близких к Х макс. Ширина спектра ~kT, обусловленная различием энергии ре-комбинирующих носителей, гораздо меньше средней энергии фотонов. Используя разные П., можно создавать источники света почти любой длины волны в видимой и близкой инфракрасной областях спектра. Так, напр., меняя в сплаве GaAs-GaP содержание GaP от 0 до 100%, удаётся перекрыть видимый спектр от красной до зелёной областей включительно.

Если концентрация неравновесных носителей столь высока, что наступает их вырождение, т. е. вероятность заполнения носителем каждого состояния вблизи края соответствующей зоны больше 1/2, то возможно образование инверсной заселённости уровней, когда вышележащие по энергии уровни (у дна зоны проводимости) в большей степени заполнены электронами, чем нижележащие (у верхнего края валентной зоны). Тогда вынужденное излучение фотонов превосходит их поглощение, что может привести к усилению и генерации света. Таков принцип действия полупроводникового лазера.

При безызлучательной рекомбинации выделяемая энергия в конечном счёте превращается в тепловую энергию кристалла. Наиболее важным её
механизмом при невысоких концентрациях носителей является рекомбинация через промежуточные состояния в запрещённой зоне, локализованные около примесей или дефектов. Сначала один из носителей захватывается примесью (изменяя её заряд на 1), а затем та же примесь захватывает носитель с зарядом противоположного знака. В результате оба захваченных носителя исчезают, а примесный центр возвращается в первоначальное состояние. Если концентрация неравновесных носителей мала по сравнению с равновесной концентрацией основных носителей, время жизни определяется быстротой захвата неосновных носителей (дырок в П. n-типа, электронов в П. р-типа), поскольку их значительно меньше, чем основных, и время попадания одного из них на примесный центр является наиболее длительной частью процесса рекомбинации. Роль центров рекомбинации могут играть многие примеси (напр., Сu в Ge) и дефекты, имеющие уровни, расположенные глубоко в запрещённой зоне и эффективно захватывающие в одном зарядовом состоянии электроны из зоны проводимости, а в другом - дырки из валентной зоны. Далеко не все примеси и дефекты обладают этим свойством. Нек-рые могут эффективно захватывать лишь один носитель и при не слишком низкой темп-ре раньше выбрасывают его обратно в зону, из к-рой он был захвачен, чем захватывают носитель противоположного заряда. Это т. н. центры прилипания, или ловушки. Они могут существенно удлинять время жизни неравновесных носителей, т. к. если, напр., все неравновесные неосновные носители захвачены ловушками, то избыточным основным носителям не с чем рекомбинировать и др. примеси - центры рекомбинации оказываются неэффективными.

Поверхностная рекомбинация имеет тот же механизм, что и рекомбинация на примесях, но центры, через к-рые идёт рекомбинация, связаны не с примесями, а с поверхностью кристалла. Из др. механизмов безызлучательной рекомбинации следует упомянуть процесс, когда электрон и дырка, рекомбинируя, отдают выделяемую энергию ~ Д E третьему носителю (О же рекомбинация). Этот процесс заметен лишь при очень больших концентрациях свободных носителей, т. к. для него требуется столкновение трёх носителей, т. е. их одновременное попадание в область размером порядка элементарной ячейки кристалла.

Электропроводность полупроводников. Электрич. поле, в к-рое помещён П., вызывает направленное движение носителей (д р е и ф), обусловливающее протекание тока в П. Основным для круга вопросов, связанных с прохождением электрич. тока в П., является понятие подвижности носителей ц, определяемое, как отношение средней скорости направленного их движения (скорости дрейфа), вызванного электрич. полем v _д, к напряжённости Е этого поля:
[ris]

Подвижности разных типов носителей в одном и том же П. различны, а в анизотропных П. различны и подвижности каждого типа носителей для разных направлений поля. Дрейфовая скорость, возникающая в электрич. поле, добавляется к скорости теплового хаотич. движения, не дающего вклада в ток. Тот факт, что при заданном поле носитель имеет постоянную дрейфовую скорость v _д, а не ускоряется неограниченно, связан с наличием процессов торможения - рассеяния. В идеальном кристалле даже в отсутствие поля каждый носитель имел бы определённую и неизменную как по величине, так и по направлению скорость v _д. Однако реальный кристалл содержит примеси и различные дефекты структуры, сталкиваясь с к-рыми носитель каждый раз меняет направление скорости - рассеивается, так что движение его становится хаотическим. Под действием поля носитель эффективно ускоряется только до момента очередного столкновения, а затем, рассеиваясь, теряет направленность своего движения и энергию, после чего ускорение в направлении поля Е начинается заново до след, столкновения. Т. о., средняя скорость его направленного движения набирается только за интервал времени Д t между 2 последовательными столкновениями (время свободного пробега) и равна: v _д = eEДt/m, откуда:
[ris]

Процессы рассеяния носителей тока разнообразны. Наиболее общим для всех веществ является рассеяние на колебаниях кристаллической решётки (фо-нонах), к-рые вызывают смещения атомов кристалла из их положений равновесия в решётке и тем самым также нарушают её упорядоченность. Испуская или поглощая фононы, носитель изменяет свой квазиимпулъс, а следовательно, и скорость, т. е. рассеивается. Средняя частота столкновений 1 / Д t зависит как от природы кристалла, интенсивности и характера его колебаний и содержания в нём примесей и дефектов, так и от энергии носителей. Поэтому ц зависит от темп-ры. При темп-pax Т ~ 300 К определяющим, как правило, является рассеяние на фоно-нах. Однако с понижением темп-ры вероятность этого процесса падает, т. к. уменьшается интенсивность тепловых колебаний решётки, а кроме того, малая тепловая энергия самих носителей позволяет им испускать не любые возможные в данном кристалле фононы, а лишь небольшую часть из них, имеющих достаточно малые энергии (частоты). В таких условиях для не очень чистых кристаллов преобладающим становится рассеяние на заряженных примесях или дефектах, вероятность к-рого, наоборот, растёт с понижением энергии носителей. В сильно легированных П. существенную роль может играть, по-видимому, рассеяние носителей тока друг на друге. В разных П. ц варьируется в широких пределах (от 10⁵ до 10^-3 см²/сек и меньше при Т=300 К). Высокие подвижности (10⁵ --10² см /сек), большие, чем в хороших металлах, характерны для П. первых 3 групп (см. выше). Так, при Т = 300 К в Ge для электронов м^э = 4*10³ см²/сек, для дырок м^д=2*10³ см²/сек, в InSb м^д = = 7*10⁴ см²/сек, м^д = 10³ см²/сек. Эти значения д соответствуют Дt~ 10^-12 -10^-13 сек. Соответствующие длины свободного пробега l = vДt (v - скорость теплового движения) в сотни или тысячи раз превышают межатомные расстояния в кристалле.

Представления о свободном движении носителей, лишь изредка прерываемом актами рассеяния, применимы, однако, лишь к П. с не слишком малым м (м> ~~> 1 см²/сек). Для меньшей подвижности l становится меньше размеров элементарной ячейки кристалла (~10^-8 см) и теряет смысл, т. к. само понятие " свободного" движения носителей в кристалле связано с переходом их из одной ячейки в другую (внутри каждой ячейки электрон движется, как в атоме или молекуле). Столь малые значения м характерны для многих хим. соединений переходных и редкоземельных металлов с элементами VI группы периодич. системы элементов и для большинства полупроводников органических. Причиной является, по-видимому, сильное взаимодействие носителей с локальными деформациями кристаллич. решётки, проявляющееся в том, что носитель, локализованный в к.-л. элементарной ячейке, сильно взаимодействуя с образующими её и соседние ячейки атомами, смещает их из тех положений, к-рые они занимают, когда носителя нет. Энергия носителя в такой деформированной ячейке (поляроне) оказывается ниже, чем в соседних недеформированных, и переход его в соседнюю ячейку требует затраты энергии, к-рую он может получить от к.-л. тепловой флуктуации. После перехода покинутая носителем ячейка возвращается в недеформированное состояние, а деформируется та, в к-рую он перешёл. Поэтому след. его переход в 3-ю ячейку снова потребует энергии активации и т. д. Такой механизм движения наз. прыжковым, в отличие от рассмотренного выше зонного, связанного со свободным движением носителей в разрешённых зонах и не требующего затраты энергии на переход из ячейки в ячейку. При прыжковом механизме не имеют смысла такие представления зонной теории твёрдого тела, как квазиимпульс, эффективная масса, время и длина свободного пробега, но понятия средней скорости дрейфа под действием поля и подвижности остаются в силе, хотя уже не описываются формулой (12).