Електропровідність речовин
За величиною питомої електропровідності σ всі речовини поділяють на метали, напівпровідники та діелектрики (рис. 1.7). Але внаслідок залежності σ від температури, напруженості зовнішнього електричного поля, механічного тиску та інших факторів самої величини σ, навіть коли вона визначається при однакових умовах, для такого розподілу недостатньо. Різними є межі виконання закону Ома, який у диференціальній формі має виглядj = sE, де s = enu; е, n і u– заряд, концентрація і рухливість носіїв заряду; j – густина струму; E – напруженість електричного поля. Для металів співвідношення для j(Е) виконується у практично необмеженому діапазоні зміни Е. Для напівпровідників та діелектриків у сильних електричних полях (Е ~ 104– 106 В/м) спостерігається відхилення від закону Ома, а s залежить від Е. Відмінність між металами, напівпровідниками та діелектриками виявляється і в температурній залежності електропровідності. Для металів s зменшується зі зростанням температури за законом: s = s0 (T0Т-1), деТ – температура за шкалою Кельвіна, s0 – питома електро провідністьпри температуріT0 = 00 С. Для напівпровідників та діелектриків s зростає зі зростанням температури за законом: σ = Aexp (-ΔEg/ kT), де k – стала Больцмана; множник A= A(T) слабко залежить від температури; DEg – енергія активації так званої власної (на відміну від домішкової) електропровідності. Фізичну природу різниці між речовинами за залежностями σ (Т) можна показати за допомогою енергетичних діаграм зонної моделі твердих тіл. Енергетичні зонні діаграми. У класичній фізиці вираз для електропровідності має вигляд: σ = enu. Таким чином, температурна залежність s визначається залежностями від температури концентрації n носіїв заряду та їх рухливості u. Для металів механізм електропровідності заснований на моделі «вільних» електронів, згідно з якою електрони провідності розглядаються як електронний газ, що підлягає законам ідеального газу У металах концентрація носіїв заряду (вільних електронів) велика (n ~ 1022 - 1023 см-3) і практично не залежить від температури, а рухливість uзі зростанням температури зменшується, бо скорочується довжина вільного пробігу l і зростає швидкість теплового руху електронів vT. В ідеальному кристалі з нерухомими іонами у вузлах кристалічної решітки електрони рухалися би без зіткнення із ними. Крім того, у моделі ідеального газу електрони не взаємодіють один з одним. У цьому випадку довжина вільного пробігу була б нескінченною, а отже, нескінченно великою була б і провідність. У реальному кристалі обмеженість значень довжини вільного пробігу і провідності обумовлена взаємодією електронів з дефектами і тепловими коливаннями решітки, а також із взаємодією електронів між собою. Внесок у значення l, пов’язаний з дефектами, не залежить від температури, а визначається концентрацією дефектів. Внески двох інших чинників до величини l істотно залежать від температури. При високих температурах інтенсивність коливань вузлів решітки зростає, розсіювання вільних електронів ними посилюється. При цьому l зменшується, що й призводить до зменшення за законом s = s0 (Т0 Т-1). Для напівпровідників та діелектриків різке зростання s з температурою зумовлене в основному збільшенням концентрації вільних носіїв заряду n. У межах класичної моделі пояснити залежність n(T) неможливо. Щоб зрозуміти різницю із металами, необхідно взяти до уваги кристалічну структуру цих матеріалів і взаємодію електронів між собою. Розглянемо зонну модель твердих тіл. При утворенні твердого тіла сусідні атоми настільки зближуються так, що їх зовнішні електронні оболонки не лише торкаються одна одної, але й перекриваються. Взаємодія електронів призводить до розщеплення рівнів енергії електронів у кожному атомі. Набір енергій енергетичних рівнів кожного з N атомів перетворюється на набір енергетичних зон кристала. Кожна зона складається з N дискретних підрівнів, що відрізняються один від одного значеннями енергій. Концентрація атомів у твердому тілі N~ 1022 см-3, тому підрівні в кожній зоні розміщені дуже близько один до одного. Ширина енергетичної зони ~1 еВ, а відстань між підрівнями ~ 10-22 еВ, тобто зона квазінеперервна. Енергетичні рівні електронів в ізольованому атомі дискретні й відділені проміжками заборонених значень енергії. Тому й енергетичні зони, що з них утворюються, теж відділені одна від одної проміжками заборонених значень енергії – забороненими зонами. Якщо в ізольованих атомах або іонах, з яких утворене тверде тіло, енергетичний рівень був повністю заповнений електронами, то енергетична зона, яка створюється з таких рівнів, також буде заповнена повністю. З частково заповнених рівнів утворюються частково заповнені зони. Всі вільні рівні перетворюються на повністю вільні, не зайняті електронами зони. Остання верхня за енергетичною шкалою зона, що містить валентні електрони в незбудженому стані, називається валентною зоною. Наступна за нею зона дозволених значень енергії називається зоною провідності або вільною зоною, вона є зоною збуджених станів електронів. Між валентною зоною і зоною провідності знаходиться заборонена зона шириною DEg. Згідно з зонною моделлю тверді тіла можна поділити на два класи: метали та напівпровідники і діелектрики (рис. 2.6). У металів верхня енергетична зона, що містить валентні електрони, не повністю ними заповнена. Це може бути власне валентна зона (лужні метали, які створюються з одновалентних атомів металів, наприклад, атомів Na (рис. 2.6, а)), а може бути зона, складена з валентної і найближчої вільної зони збуджених станів, що перекривається з валентною (лужноземельні метали, які створюються з двовалентних атомів металів, наприклад, атомів Са (рис. 2.6, б)).
У свою чергу напівпровідники поділяються на вузькозонні, DEg < 1.5 еВ (Ge, Si та ін.) і широкозонні, 1 <DEg < 3 еВ (GaAs, InP, CdTe, та ін.).
Якісної відмінності між напівпровідниками та діелектриками немає, але різниця у ширині забороненої зони суттєво впливає на характер взаємодіїцих речовин зі світлом, електричним полем і тепловими потоками. Електропровідність у межах зонної моделі. У металах вільні (валентні) електрони займають частину наявних енергетичних рівнів верхньої зони, при цьому заповненими є рівні з найнижчими значеннями енергії, а більш високі рівні порожні. Якщо до металу прикласти електричне поле, то під його дією енергія електронів збільшується, вони переходять на більш високі енергетичні рівні. Така можливість для електронів є, оскільки є незайняті рівні в зоні. Отже, протікання електричного струму в металі пов'язане з наявністю вільних енергетичних рівнів у зоні. Концентрація вільних електронів у металах практично не залежить від температури, тому температурна поведінка електропровідності визначається лише залежністю рухливості u(Т), яка описана вище. У напівпровідниках і діелектриках при абсолютному нулі температури валентна зона повністю заселена електронами. При прикладанні електричного поля електрони не мають можливості зайняти нові енергетичні стани в цій зоні, бо порожніх рівнів немає, вони не можуть також займати вільні енергетичні стани наступної порожньої зони провідності, оскільки енергія, що передається електронам електричним полем, окрім випадків дуже сильних полів, недостатня. Електропровідність буде відсутня. При підвищенні температури електрон отримує додаткову кінетичну енергію завдяки обміну енергією з іонами решітки. Цієї енергії може виявитися достатньо, щоб перевести деякі електрони в зону провідності, такі електрони беруть участь в електропровідності. У валентній зоні при цьому звільнюються енергетичні стани, які отримали назву електронних дірок p. Будь-який електрон у валентній зоні може перейти на звільнене місце, цьому відповідає зміщення дірки. Таким чином, руху електрона по зоні провідності відповідає рух дірки по валентній зоні, тільки в протилежному напрямку, оскільки заряд дірки позитивний. Кожний перехід електрона з валентної зони в зону провідності призводить водночас до утворення двох носіїв заряд – електрона і дірки. Такий процес називається генерацією носіїв заряду. Теплову генерацію можна визначити як число теплових закидів електронів у зону провідності за одиницю часу G. Зі зростанням температури G зростає за законом: G = G0exp (-ΔEg/ kT), де G 0 слабко залежить від температури. DE g – енергія активації власної електропровідності збігається з шириною забороненої зони. У напівпровідників значення DEg невеликі, що забезпечує помітну в експерименті електропровідність вже при кімнатній температурі. У діелектриках DEg істотно вищі, тому їхня електропровідність мала аж до температур, близьких до температур плавлення. Рухливість і довжина вільного пробігу електронів залежать від їх взаємодії з дефектами і тепловими коливаннями кристалічної решітки: u ~ T-b, де 1,5£ b £ 3 для напівпровідників та діелектриків і 0£ b £ 1 для металів. У металах залежність s(Т) визначається лише залежністю u(Т). У напівпровідниках (і діелектриках) s(Т) визначається залежностями n(Т) і u(Т), але головну роль відіграє більш сильна залежність концентраціїn(Т). Для напівпровідників і діелектриків загальний вигляд залежності s(Т) подається виразом σ = A1(T) exp (-ΔEg/ kT), де множник A1(T) враховує температурну залежність рухливості електронів u(Т).
Нелінійність вольт-амперної характеристики (ВАХ) обумовлена ефектами електростатичної, термоелектронної та ударної іонізації, які спричиню-
Механізми ефектів різні, але у кожному з них у межах зонної моделі електрони валентної зони набувають за рахунок електричного поля додаткової енергії, що забезпечує збільшення ймовірності подолання забороненої зони. Симетричні нелінійні ВАХ мають кристали SiC (рис. 2.8). Кристалічні неорганічні напівпровідникові матеріали. Яскраво напівпровідникові властивості проявляють себе в кристалічних елементарних напівпровідниках: Ge, Si, Se, Te, Sn, для яких ∆Eg = 0,72 еВ; 1,12; 1,8 еВ; 0,38; 0,08 еВ, відповідно. Найбільш широке застосування знайшли монокристали Si та Ge. Вони використовуються як підкладки інтегральних мікросхем та компоне-
Таблиця 2. 1 Бінарні напівпровідникові сполуки різних дискретних
Існує також велика кількість напівпровідникових сполук – подвійні, потрійні та більш складні системи. З них найбільш докладно вивчені бінарні сполуки, які описують загальною формулою АхВVIII--х, де х– валентність іона. Деякі відомості про такі сполуки наведені нижче. Арсенид галію (GaAs) перспективний матеріал із великою шириною забороненої зони (табл. 2.1) та високою рухливістю електронів. Використовується для виготовлення інтегральних схем та дискретних мікроелектронних приладів: тунельних діодів, транзисторів, генераторів Ганна, фотоелементів. В монокристалах GaPмає місце електролюмінесценція, тому вони використовуються для виготовлення електролюмінісцентних джерел світла. Залежно від типу легуючої домішки, колір свічення може бути різним: жовтим, зеленим, червоним. Фосфід індію (InP)– перспективний для створення надшвидких інтегральних схем. У майбутньому він може повністю замінити GaAs у цих схемах. Нині InP найбільш підходить для масового виробництва інтегральних схем зі швидкістю обробки даних 40 Гбит/с. На основі InP створюють також польові транзистори та ряд НВЧ- приладів. Антимоніди індию (InSb) тамиш’яку (InAs) мають високі рухливості електронів. Внаслідок малої ширини забороненої зони (табл.) їх електропровідність вже за температури, нижче кімнатної, стає значною. В поєднанні з надзвичайно високою рухливістю, це дає змогу використовувати InSbі InAs для виготовлення датчиків Холла. На монокристалах InSb одержують p-n переходи та створюють діоди й фотоелементи, детектори інфрачервоного випромінювання, світлофільтри. Телурид свинцю (PbTe) має високі термоелектричні властивості, його використовують для виготовлення негативної гілки термоелементів, а також для фотоелектричних приладів. Селенід ртуті (HgSe) теж має велику рухливість електронів (до 15000 см2/в сек). Зазвичай в тонких плівках напівпровідників рухливість носії заряду стримко зменшується, але HgSe є виключенням з цього правила. Рухливість у плівках HgSe хоча й зменшується, але зберігає значення 3000 - 5000 см2/В·с. Це достатньо для виготовлення з HgSe високочутливих плівкові датчиків Холла. Сульфід кадмию (CdS) володіє надзвичайно високими фотоелектричними властивостями. Квантовий вихід у CdS може становити 105 фотоелектронів на поглинутий фотон. З кристалів CdS виготовляють високоякісні фоторезистори. До сполук типу АIIВVI належить і ряд окислів: Cu2O, ZnO та інші. Серед нихзакис міді (Cu2O) – дірковий напівпровідник. Він має добрі фото- і термо- електричні властивості, з нього виготовляють десятки типів напівпровідникових спрямлювачів з широким діапазоном параметрів. До бінарних сполук типу АIVВIV належить одна – карбід кремнію (SiC) або карборунд. З нього виготовляють, в основному, нелінійні резистори (варистори), які використовують, зокрема, для регуляції звуку в телефонах, крім того, SiC йде на виготовлення джерел світла (люмінофорів та світлодіодів). Бінарними сполуками типу АIВVII є лужно-галоїдні напівпровідники AgCl, AgI, AgBr (галогеніди срібла), CuCl, CuI, CuBr, KBr, KI й т.п. Галогеніди срібла володіють унікальною світлочутливістю, їх широко використовують для реєстрації, зберігання та відновлення оптичної інформації. З галогенідів срібла AgCl має найбільшу заборонену зону, ∆Еg =3,2 еВ, і високу густину локальних рівнів у ній. Відповідні цим рівням дефекти (центри) приймають участь у фотостимульованому перетворення за рахунок уловлення ними нерівноважних носіїв заряду. Подібні центри нині розглядаються як основа для створення комірок оптичної пам’яті, де бітом інформації є електрон (або дірка), локалізована на такому центрі. Хлориди срібла (AgCl) і брому (AgBr), а також йодид калію (KI) використовують для виготовлення світлочутливих фотоматеріалів, а AgCl за температури Т=77 К має канал фотолюмінесценції з високим квантовим виходом. Аморфні напівпровідники – тіла в аморфному стані, які мають властивості напівпровідників. Аморфні напівпровідники розділяють на тетраедричні, халькогенідні, оксидні, органічні. До тетраедричних налечать аморфні Si, Ge, GaAs, GexSi1-x та ін. До халькогенідних – скло на основі Se i Te, а також халькогенідні системи на основі телуридів (AsS, AsSe, As-S-Se, As-Ge-Se-Te і т.п.). Серед оксидних відомий оксид Y2O3, V2O5 - P2O5, а також системи на основі оксидів перехідних металів.
Особливістю аморфних напівпровідників є стрибковий механізм перенесення носіїв заряду: щоб рухатись у зоні провідності електрони повинні туди потратипи, долаючи бар’єр ΔЕg , а потім стрибати з однієї ямки на дні зони провідності в іншу, долаючи бар’єр ΔЕf. При цьому рухливість електронів стає залежною від температури за законом: u = u0еxp(- ΔЕf / kT).
Магнітні напівпровідники – сполуки елементів VI з перехідними металами (Fe, Ti, Mn, V, Ni, Eu, Sm, Er та інші). Вони мають ту чи іншу форму магнітного упорядкування, наприклад, EuO, EuS, GdCr2Se4 – феромагнетики, а NiO, EuSe, EuTe – антиферомагнетики. Цим речовинам притаманна сильна взаємодія рухливих носіїв заряду з локалізованими магнітними моментами d- або f- електронних оболонок перехідних металів. Ця взаємодія спричинює ряд особливостей електрофізичних й оптичних властивостей магнітних напівпровідників. Зокрема, у напівпровідниках-феромагнетиках зі зниженням температури спостерігається гігантський (~ 0.5 еВ) зсув крайового оптичного поглинання та фотопровідності, гігантський ефект Фарадея – обертання площини поляризації світла у магнітному полі до 5·105 град/см. У багатьох з них замість монотонного зростання електропровідності з підвищенням температури має місце її проходження через глибокий мінімум. Цікавими у науковому та прикладному плані є фазові переходи типу «напівпровідник ↔ метал». Вони відбуваються при певному інтервалі концентрацій донорів як перехід зі стану з високою електропровідністю у стан з низькою електропровідністю (вироджені феромагнітні напівпровідники, наприклад, EuO), або, навпаки зі стану з низькою електропровідністю у стан з вис окою (не вироджені антиферомагнетики, наприклад, EuSe, EuTe). Кратність зміни електропровідності досягає 1010 – 1017. Нині магнітні напівпровідники інтенсивно досліджуються. Суперіонні провідники – це кристали з іонним зв'язком, де спостерігаєтьсявисокаіонна провідність. Високу електровідність (10–1 — 10–3 Ом–1.см–1), яка є близькою до провідності рідких електролітів і розплавів солей ці речовини мають при кімнатній температурі. Але суперіоніки мають кристалічну структури, тому їх часто називають твердими електролітами. Ця провідність обумовлена рухом іонів в кристалічній гратці. Іонні носії заряду різноманітні: одно -, двох -, трьохзарядні катіони (Ag+, Cu+, Li+, Ca2+, Zn2+, Mg2+, Pb2+, Al3+, Eu3+) та аніонів (F–, Cl–, Br–, O2–, S2–). Іонна провідність в кристалах обумовлена наявністю дефектів кристалічних ґраток. В залежності від характеру дифектоутворення, яке призводить до суперіоного стану, розглядають три типи суперіоників: 1) кристали з розупорядкуванням за однією з кристалічних підграток при незмінності хімічного складу речовини. Наприклад (AgI); 2) речовини, в яких розупорядкування деякої з підграток викликано введенням великої концентрації домішок; 3) суперіоники, в яких значна іонна провідність пов’язана зі швидкою міграцією спеціально введених домішкових йонів.
Для іонів А – потенціальна яма глибше, для Б –менша. Коли починають підігрівати матеріал іони піднімаються з потенціальних ям, і при деякій температурі теплова енергія матеріалу порівнюється з потенційною енергією іонів типу Б, але виявляється менше енергії потенціальної взаємодії іонів типу А. Інакше кажучи, іони типу Б виходять з вузлів кристалічної решітки і стають вільними носіями заряду. Разом з тим іони типу А зберігають кристалічну решітку (рис.2.11). Будова суперіонних провідників при високих температурах (достатньо великих для переходу в суперіонний стан) нагадує будову металів, в яких між позитивними іонами знаходиться електронний «газ». Розходження полягає в тому, що в суперіонних провідниках між іонами одного знака знаходиться «газ» іонів іншого знака.
Але така модель не дає просторового уявлення того, що відбувається в
Суперіонні матеріали (тверді електроліти) поділяються на кристалічні катіонні (AgJ, RbAg4J5, Ag2S, CsHSO4 та інші) й аніонні (наприклад, PbF2) та аморфні (скло AgJ- Ag2O –B2O3 та інші). Висновок Електропровідність слід розглядати як функціональну характеристику напівпровідників у тому сенсі, що вона може бути керованою у широких межах дією тепла та електричного поля. Ця керованість важлива для ефективного взаємоперетворення теплових й електричних сигналів (наприклад, як у пристрої на рис.1. 3, розділ 1).
|
У напівпровідників і діелектриків зона валентних електронів, повністю заповнена, а наступна вільна зона провідності знаходиться на деякій енергетичнійвідстані від валентної, тобто відділена забороненою зоною шириною DEg. До напівпровідників належать тверді тіла (кристали) з відносно вузькою забороненою зоною, DEg < 3 еВ, а для діелектриків DEg > 3 еВ (рис. 2.6, в, г). 
Домішкова електропровідність напівпровідників це електропровідність,зумовлена наявністю домішок. Домішки, які приводять до збільшення концентрації електронів у зоні провідності, називаються донорними, а до збільшення кількості дірок – акцепторними. Якщо електропровідність зумовлена донорною домішкою, то маємо напівпровник n -типу, якщо акцепторною, то напівпровідник p -типу. Домішкова провідність перевищує власну, коли концентрація атомів домішки більша, ніж рівноважна концентрація носіїв заряду в бездомішковому напівпровіднику.
У напівпровіднику n -типу енергетичні рівні електронів донорної домішки, як правило, знаходяться поблизу дна зони провідності на відстані Еа ~ 0,1 еВ (рис.2.7, а). Тому достатньо невеликої теплової енергії, щоб електрони атомів домішки перейшли у вільну зону і стали електронами провідності. У таких напівпровідниках за низьких температур спостерігається домішкова провідність n- типу. При підвищенні температури, коли енергія теплового руху стає достатньою, щоб електрони валентної зони могли подолати заборонену зону, з'являється власна електропровідність. Енергетичні рівні акцепторної домішки Ea розміщені поблизу стелі валентної зони (рис. 2.7, б). У зв'язку з цим електрони валентної зони легко переходять на домішкові рівні, а на їх місці з'являються дірки. Це зумовлює діркову провідність (провідність p -типу). У цьому випадку основними носіями заряду є дірки, а неосновними – електрони. Концентрація домішкових електронів і дірок, а також власних носіїв заряду експоненціально зростає з температурою. Отже, у температурній залежності електропровідності напівпровідника можна виділити дві складові, які визначаються домішковою та власною провідністю: σ = А1exp(- ΔEg/2kT + A2exp(- ΔEa/2kT), деΔEа – енергія активації домішкової провідності, що відраховується від дна зони провідності EС або від стелі валентної зони EV для донорної та акцепторної домішок відповідно (рис. 2.7), A2 змінюється з температурою аналогічно A1 у зв'язку зі зміною рухливості носіїв заряду.
ють збільшення концентрації носіїв заряду в зоні провідності під дією сильного електричного поля та, як наслідок, нелійні залежності s (Е).
приладів.
Аморфні напівпровідники не мають далекого упорядкування, але мають ближній та, як правило, середній порядок у розташуванні атомів. Внаслідок цього виникають енергетичні флуктуації (відхилення значень енергії ΔЕf) дна зони провідності ЕC та стелі забороненої зони ЕV. Флуктаціі ΔЕf мають порядок ширини забороненої зони ΔЕg (рис. 2.9).
Аморфні напівпровідники мають ряд унікальних властивостей, привабливих для функціональної електроніки. Серед них відзначимо ефект перемикання: швидкий (~ 10-10 сек) зворотній перехід з низькопровідного стану у високопровідний під дією електричного поля. Ефект виявляє себе як нелінійність ВАХ (рис. 2.10).
Ефект перемикання супроводжується появою значного струму, який створює розігріті доріжки – «шнури струму». Завдяки великій температурі у шнурах струму відбувається кристалізація з утворенням кристала у вигляді тонкої голки. Таким чином матеріал запам’ятовує перехід у стан високої провідності, тобто працює як елемент пам’ті. Таким чином записана інформація може зберігатися тривалий час, але може бути й стертою нагріванням до температури плавлення кристалів. Ефект яскраво виявляє себе у напівпровіднику Si6Te24As15Ge5 (SТAG).
Якщо порівняти суперіонні провідники з іншим провідниками та діелектриками, то видно, що вони знаходяться в області діелектриків – напівпровідників. Для пояснення ефекту провідності з енергетичної точки зору розглянемо потенціальну криву таких матеріалів. Для потенціальної кривої таких матеріалів характерні відмінності в глибині потен- ціальних ям для іонів різних сортів.
Підвищення температури до температури внутрішнього плавлення призво дить до зростання електропровідності за експоненціальним законом, що характерно для будь-яких діелектриків. Це пов'язано з тим, що в міру зростання температури зростає ймовірність флуктуації енергії, достатньої для вихо дуіона з потенціальної ями. Отже, при зростанні температури збільшується концентрація вільних іонів. При досягненні температури внутрішнього плавлення іони з менш глибокою потенціальною ямою виходять з вузлів кристалічної решітки, що веде до різкого зростання електропровідності. При подальшому зростанні температури активізація коливань іонів решітки призводить до зниження електропровідності. Це явище має ту ж природу, що і зменшення електропровідності при нагріванні металів, а потім власне починається плав лення і поновлюється зростання провідності (рис.2.12)
самому кристалі. Розглянемо «класичний» твердий електроліт α-AgI, який доз- воляє чітко виявити структурні особливості, характерні для безлічі інших сполук. Його структура являє собою щільно упаковані аніони йодуІ-, що утво- рюють об’ємно-центровану кубічну ґратку. Так званий елементарний осередок таких ґраток включає два іони: центральний іон куба і по 1/8 від кожного з 8-ми іонів у вершинах куба. Усі ґратки відтворюються повтореннями елементарного осередку в трьох взаємно перпендикулярних напрямках. Між відносно велики- ми іонами йоду знаходиться велике число порожнин, у яких можуть розташову- ватися катіони срібла, що мають порівняно невеликі розміри (рис.2.13). В елементарній комірці 2 іона провідності Ag + статистично розподілені по 42 дозво- леним позиціям 3-х типів.
Таким чином, структура йодиду срібла містить велике число геометри- чно близько розташованих одне до одного місць (позицій) для іонів срібла. Саме у цьому випадку й утворюються траєкторії майже безперешкодного руху іонів Ag від позиції до позиції. Катіони срібла як би безупинно “кочують” по вільних позиціях у твердій підрешітці йоду. Іншими словами, α-AgI являє собою яскравий приклад твердого електроліту (суперіонного провідника), що має жорстку аніонну підрешітку, яка занурена в катіонну «рідину».
