Розділ VI. Елементи фізики твердого тіла енергетичні зони в кристалах. Розподіл електронів по енергетичних зонах icon

Розділ VI. Елементи фізики твердого тіла енергетичні зони в кристалах. Розподіл електронів по енергетичних зонах




Скачати 439.58 Kb.
НазваРозділ VI. Елементи фізики твердого тіла енергетичні зони в кристалах. Розподіл електронів по енергетичних зонах
Сторінка3/8
Дата15.09.2012
Розмір439.58 Kb.
ТипДокументи
1   2   3   4   5   6   7   8
^

§6.3. Домішкова провідність напівпровідників


Провідність напівпровідників, яка зумовлена домішками, називається домішковою провідніс-тю, а самі напівпровідники – домішковими напівпровідниками.

Домішками є атоми сторонніх елементів, надлишкові атоми, пусті вузли або атоми в міжвузлях і механічні дефекти. Наявність в напівпровіднику домішки суттєво змінює його провідність.

Розглянемо кристал германію в якому кожний атом зв’язаний з чотирма сусідніми атомами.

При заміщенні атома германію Ge п’ятивалентним атомом арсену As один електрон не може утворити ковалентний зв’язок, він виявляється зайвим і може бути при теплових коливаннях ґратки легко відщеплений від атома, тобто стати вільним (рис. 6.5).

Утворення вільного електрона не супроводжується порушенням ковалентного зв’язку, дірка не виникає. Надлишковий позитивний заряд, що виникає поблизу атома домішки, зв’язаний з атомом домішки, і тому переміщатися по ґратці не може.

З точки зору зонної теорії цей процес можна пояснити так. Введення домішки спотворює періодичне поле ґратки, що приводить до виникнення в забороненій зоні енергетичного рівня D валентних електронів арсену, який називається домішковим рівнем (рис. 6.6). У випадку Ge з домішкою Аs цей рівень розміщується від дна зони провідності на відстані . Оскільки , то уже при звичайних температурах енергія теплового руху достатня для того, щоб перевес­ти електрони з домішкового рівня в зону провідності. Дірки, які утворюються при цьому, локалізуються на нерухомих атомах арсену і у провідності участі не беруть.

Отже, в напівпровідниках з домішкою, валентність якої на одиницю більша, ніж валентність основних атомів, носіями струму є електрони, виникає електронна домішкова провідність n–типу.

^ Напівпровідники з такою провідністю називаються електронними (n-типу).

Домішки, які є джерелом електронів, називаються донорами, а енергетичні рівні цих домішок – донорними рівнями.

Припустимо тепер, що в ґратку германію Ge введено домішковий атом індію In з трьома валентними електронами (рис. 6.7). Для утворення зв’язків з чотирма сусідами в атома індію не вистачає одного електрона. Тому один із зв’язків залишається неукомплектованим і четвертий електрон може бути захоплений від сусіднього атома германію, де утворюється дірка.

Дірки не залишаються локалізованими, а переміщаються в ґратці Ge як вільні позитивні заряди. Надлишковий від’ємний заряд, що виникає поблизу атома домішки, зв'язаний з атомом домішки і в ґратці переміщатися не може.

Згідно із зонною теорією введення тривалентного атома в ґратку Ge приводить до виникнення в забороненій зоні домішкового рівня А, не зайнятого електронами (рис. 6.8). У випадку Ge з домішкою In цей рівень локалізується вище верхнього краю валентної зони на . При порівняно низьких температурах електрони з валентної зони переходять на домішкові рівні і, зв’язуючись з атомами індію, втрачають здатність переміщатися в ґратці германію, тобто в провідності участі не беруть. Носіями струму є лише дірки, що виникають у валентній зоні.

Отже, в напівпровідниках з домішкою, валентність якої на одиницю менша, ніж валентність основних атомів, носіями струму є дірки – виникає діркова провідність.

^ Напівпровідники з такою провідністю називаються дірковими (p–типу).

Домішки, що захоплюють електрони з валентної зони напівпровідника, називаються акцепторами, а енергетичні рівні цих домішок – акцепторними рівнями.

Домішкова провідність напівпровідників зумовлена, в основному, носіями одного знаку: електронами – у випадку донорної домішки, і дірками у випадку акцепторної. Ці носії струму називаються основними.

Крім основних носіїв, у домішкових напівпровідниках є неосновні носії: у напівпровідниках n–типу – дірки, а у напівпровідниках p–типу – електрони. Концентрація основних носіїв більша, ніж концентрація неосновних носіїв.

^

§6.4. Р–n перехід і його вольт–амперна характеристика


Границя контакту двох напівпровідників, один з яких має електронну, а інший діркову провідність, називається електронно–дірковим переходом (або p–n переходом) (рис. 6.9).

Ці переходи мають велике практичне значення, будучи основою роботи багатьох напівпровідникових приладів.

Одним із поширених методів виготовлення p–n переходів є метод сплавлення. Наприклад, кристал германію n- типу сплавляють з „таблеткою” індію, яка покладена на нього, при температурі 500 – 600°С в атмосфері аргону. При цьому індій розплавляється і розчиняє в собі германій.

Розглянемо фізичні процеси, що відбуваються в p–n – переході. Будемо вважати, що концентрація донорів і концентрація акцепторів однакові.

Для n– області основними носіями струму є електрони і при не дуже низьких температурах концентрація електронів в n– області практично дорівнює концентрації донорних атомів – . В p– області основні носії – дірки, і концентрація дірок в цій області дорівнює концентрації акцепторних атомів – .

Крім основних носіїв, ці області містять неосновні носії: n– область – дірки , p– область – електрони . Розрахунок показує, що концентрація у разів більша за в n– області, а концентрація в разів більша за концентрацію електронів p– області.

Відмінність у концентрації однотипних носіїв в контактуючих областях напівпровідника приводить до виникнення дифузійних потоків електронів з n– області в p– область і дифузійного потоку дірок із p– області в n– область .

Область n, із якої дифундували електрони, заряджається позитивно, а p– область, із якої дифундували дірки – негативно (рис. 6.9). Перетікання електронів справа наліво і дірок зліва направо відбувається доти, доки потік електронів із n– області в p– область зрівноважується потоком електронів із p– області в n– область , а потік електронів із p– області в n– область зрівноважується потоком дірок із n– області в p– область:

; .

Позначимо густини струмів, що відповідають потоку через ; потоку ; потоку ; потоку . В рівноважному стані

, .

Додаючи ліві і праві сторони цих рівностей, отримуємо

.

Густина повного струму через рівноважний p-n- перехід

.

В n–області напівпровідника внаслідок переходу електронів поблизу границі залишається нескомпенсований позитивний об’ємний заряд нерухомих іонізованих донорних атомів. У p–області напівпровідника, внаслідок переходу дірок, поблизу границі утворюється від'ємний об'ємний заряд нерухомих іонізованих акцепторів. Ці об’ємні заряди утворюють біля границі подвійний електричний шар, який характеризується контактною різницею потенціалів , що не дозволяє подальший перехід електронів у напрямку і дірок у напрямку .

Прикладемо до p–n– переходу, що знаходиться в рівновазі, зовнішнє елек­тричне поле, яке напрямлене протилежно до поля контактного шару, підключивши до p– області позитивний полюс джерела напруги, а до n– області – негативний (рис. 6.10). Це поле, напрямок якого називається прямим, викликає пониження потенціального бар’єра для основних носіїв

, (6.4)

де – зовнішня різниця потенціалів. Тому потік електронів із n– області в p– область і потік дірок із p у n– область збільшаться в разів, що приведе до збільшення в разів густини струмів основних носіїв і . Густини ж неосновних носіїв струму і залишаються незмінними.

Тоді, густина повного струму при прямому включенні переходу дорівнює [1]

, (6.5)

де - густина струму насичення.

Цей струм називається прямим.

Прикладемо до p–n– переходу зовнішнє електричне поле, яке напрямлене від n– провідника до p– провідника, тобто поле, яке співпадає з полем контактного шару (рис. 6.11). Плюсовий полюс джерела струму підключений до n– області, а мінус – до p– області. Під дією різниці потенціалів зовнішнього поля, напрямок якого називається зворотнім, розширюється запірний шар і потенціальний бар’єр р–п– переходу становить , що викличе зменшення в разів потоку основних носіїв і та густини струмів і , що відповідають цим потокам. Зміна висоти бар’єра не змінить потоків електронів і дірок .

В кінцевому результаті густина повного струму через р–п– перехід дорівнює:

.

Цей струм називається зворотним.

Об’єднуючи вирази і , отримуємо

. (6.6)

Це співвідношення є рівнянням вольт–амперної характеристики р–п– переходу.

P
–n– перехід практично має односторонню провідність. Вольт–амперна характеристика p–n– переходу має вигляд, зображений на рис. 6.12.


§6.5. Взаємодія електромагнітного випромінювання з речовиною

§6.5.1. Фотопровідність напівпровідників

Явище взаємодії випромінювання з напівпровідником, внаслідок якого підвищується провідність матеріалу за рахунок переходу електронів з валентної зони чи домішкових рівнів у зону провідності називається внутрішнім фотоефектом. Струм, який при цьому виникає під впливом світла при накладанні на напівпровідник зовнішнього електричного поля, називається фотострумом, а відповідна провідність — фотопровідністю.

Спричинити перехід електронів із валентної зони у зону провідності можуть тільки такі кванти світла, які мають енергією, не меншу ширини забороненої зони напівпровідника (). В результаті виникає власна фотопровідність, яка зумовлена як електронами так і дірками.

Для домішкових напівпровідників властива домішкова фотопровідність, тобто фотопровідність можна спостерігати і при <. Для напівпровідників з донорною домішкою (– типу) фотон повинен мати енергію >>, а для напівпровідників з акцепторною домішкою (– типу) – >>. Домішкова фотопровідність є чисто електронною для напівпровідників – типу і чисто дірковою для напівпровідників – типу.

Максимальна довжина хвилі , при якій ще можна спостерігати фотопровідність у напівпровіднику називається “червоною межею” внутрішнього фотоефекту. Для власних напівпровідників , а для домішкових напівпровідників , де , або .

Для власних напівпровідників припадає на видиму область випромінювання, а для домішкових – на інфрачервону.

Н
а рис. 6.13 зображена типова залежність фотоструму і коефіцієнта поглинання від довжини хвилі випромінювання, яке потрапляє на власний напівпровідник.

Спад фотопровідності в короткохвильовій частині на рис. 6.13, викликаний великою швидкістю


Рис. 6.13

рекомбінації носіїв заряду в напівпровіднику в умовах сильного поглинання світла.

За експериментально знайденим значенням λ0 у видимій області випромінювання можна визначити ширину забороненої зони власного напівпровідника за формулою:

. (6.7)

1   2   3   4   5   6   7   8

Схожі:

Розділ VI. Елементи фізики твердого тіла енергетичні зони в кристалах. Розподіл електронів по енергетичних зонах iconПрограма предмет Спецкурс "Вступ до фізики твердого тіла"
Модель вільних електронів. Теорія металів Друде. Основні положення. Енергія зв’язку, схема розрахунків Евальда. Статична електропровідність....
Розділ VI. Елементи фізики твердого тіла енергетичні зони в кристалах. Розподіл електронів по енергетичних зонах iconМетодичні вказівки до лабораторного практикуму з фізики розділ „фізика твердого тіла частина 1 Для студентів інженерно-технічних спеціальностей
Методичні вказівки до лабораторного практикуму з фізики. Розділ „Фізика твердого тіла”. Частина Для студентів інженерно-технічних...
Розділ VI. Елементи фізики твердого тіла енергетичні зони в кристалах. Розподіл електронів по енергетичних зонах iconМетодичні вказівки до лабораторного практикуму з фізики розділ „фізика твердого тіла частина 2 Для студентів інженерно-технічних спеціальностей
Методичні вказівки до лабораторного практикуму з фізики. Розділ „Фізика твердого тіла”. Частина Для студентів інженерно-технічних...
Розділ VI. Елементи фізики твердого тіла енергетичні зони в кристалах. Розподіл електронів по енергетичних зонах iconТ.І. Матченко, канд техн наук В. А. Тертична моделювання пластичних зон біля вершини тріщини конструкційних матеріалів заданої структури
Визначено основні види деформування в пластичних зонах біля вершини тріщини. Розглянуто зони, для яких характерні ковзання в кристалах,...
Розділ VI. Елементи фізики твердого тіла енергетичні зони в кристалах. Розподіл електронів по енергетичних зонах iconНазва модуля: Фізика. Ч код модуля: кзф 6003 с тип модуля
Зміст навчального модуля: Інтерференція, дифрація та поляризація світла, взаємодія світла з речовиною, квантова природа випромінювання,...
Розділ VI. Елементи фізики твердого тіла енергетичні зони в кристалах. Розподіл електронів по енергетичних зонах iconПитання до теоретичної контрольної роботи (№3) з фізики твердого тіла та ядерної фізики

Розділ VI. Елементи фізики твердого тіла енергетичні зони в кристалах. Розподіл електронів по енергетичних зонах iconCols=2 gutter=0> Тема Кінематика матеріальної точки та абсолютно твердого тіла
Розподіл молекул за швидкостями І потенціальними енергіями
Розділ VI. Елементи фізики твердого тіла енергетичні зони в кристалах. Розподіл електронів по енергетичних зонах iconНазва модуля: Фізика. Ч код модуля: кзф 6001 с тип модуля
Кінематика І динаміка поступального руху твердого тіла. Кінематика І динаміка обертального руху твердого тіла. Механічні коливання...
Розділ VI. Елементи фізики твердого тіла енергетичні зони в кристалах. Розподіл електронів по енергетичних зонах iconЧастина третя динаміка
Динаміка   розділ теоретичної механіки, в якому визначається механічний рух матеріальної точки, системи матеріальних точок, твердого...
Розділ VI. Елементи фізики твердого тіла енергетичні зони в кристалах. Розподіл електронів по енергетичних зонах iconТип модуля: обов’язковий. Семестр: Обсяг модуля
З математики: алгебра, геометрія, тригонометрія, диференціальне та інтегральне числення, диференціальні рівняння; з фізики: механіка;...
Додайте кнопку на своєму сайті:
Документи


База даних захищена авторським правом ©zavantag.com 2000-2013
При копіюванні матеріалу обов'язкове зазначення активного посилання відкритою для індексації.
звернутися до адміністрації
Документи