| 8406202 9216 1210 912 1трации 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 ДЕ, 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 Nd - Na доноров останутся нейтральными и способными с повышением темп-ры отдать свои электроны в зону проводимости. Такой образец является П. п -типа с концентрацией носителей Nd-Na. Аналогично в случае Na>Nd 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 Ed<<ДЕ (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 = = Nd-Na. 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=ni. 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 Nd~1013 см-3 и при Т= З0 К, если Na~ ~ 1016см-3, а переход к собственной проводимости при Т = 300 К для Nd~ ~1013 см-3 и при Т = 450 К для Nd~ ~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:
[2018-12.jpg]
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:
[2018-13.jpg]
Здесь Nd+ - концентрация ионизованных доноров, Na- - 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.: hw >~ ДE. Пары электрон - дырка могут создаваться и фотонами с энергией, несколько меньшей ДE, 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 hw 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 ДE и отсутствия подходящих примесей не удаётся получить заметных равновесных концентраций носителей. Использование фотопроводимости П. с разными ДE 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 ДE 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 носите |
