Собственные и примесные полупроводники

Характерное сво-во: их электропроводность растет с увеличением температуры.

К числу собственных п/п относятся химически чистые полупроводники (B, In, Si, Ge, Se, I). Электросопротивление обусловленно электронами (деформация решетки), дырками или фононами. Собственный полупроводник Ge, обладающий ковалентной связью. При достаточно высокой температуре Т тепловое движение может разорвать отдельную пару, освободив один электрон. Покинутое электроном место перестает быть нейтральным, в его окрестности возникает избыточный положительный заряд (+е или +1), т.е. на этом месте образуется вакансия или «дырка». В образовавшуюся дырку может перескочить электрон одной из соседних пар. В результате дырка начинает блуждать по всему объему кристалла также, как и высвободившийся электрон (пока не встретит свободную вакансию). Таким образом имеем движение освободившихся электронов в одну сторону и движение дырок – в другую сторону. Дырки – это нескомпенсированные положительные заряды атомов, которые образуются в ходе возникающего под действием нагрева коллективного движения электронов валентной зоны полупроводника.

Электропроводность собственных п/п: уровень Ферми находится посредине запрещенной зоны . Уровни зоны проводимости лежат на «хвосте» кривой распределения, поэтому вероятность их заполнения электронами можно определить как: , где учтено, что . Температурная зависимость проводимости п/п: ,где , т.к. она гораздо медленнее изменяется с температурой, чем ехр. В собственном полупроводнике осуществляется электронный и дырочный механизмы токопереноса. Число образующихся (в результате нагрева) электронов в зоне проводимости всегда равно числу образующихся дырок в валентной зоне. Если обозначить: и - подвижности электронов и дырок, а и - их соответствующие концентрации, то согласно общей теории проводимости ,а с учетом имеем

При встрече свободного электрона с дыркой – они рекомбинируют (соединяются), т.е. электрон нейтрализует избыточный положительный заряд, имеющийся в окрестности дырки, и теряет свободу передвижения до тех пор, пока снова не получит от кристаллической решетки энергию, достаточную для своего высвобождения. Рекомбинация приводит к одновременному исчезновению электрона и дырки. Рис: переход электрона из зоны проводимости на один из свободных уровней валентной зоны.

Переходы (при нагреве) электронов из валентной зоны в зону проводимости отвечают процессам генерации носителей (электрона и дырки). В собственном полупроводнике одновременно идут два процесса: 1) генерация (рождение) свободных электронов и дырок, 2) рекомбинация пар «электрон-дырка». Вероятность генерации быстро растет с температурой. Вероятность рекомбинации пропорциональна как числу свободных электронов, так и числу дырок. Каждой температуре соответствует определенная равновесная концентрация электронов и дырок.

Фотопроводимость полупроводников: если энергия кванта света, облучающего полупроводник, превышает ширину запрещенной зоны, ħω ≥ Δ Е, то поглотивший этот квант электрон переходит из валентной зоны в зону проводимости. В результате появляется дополнительная пара носителей «электрон-дырка», что проявляется в увеличении электропроводности кристалла. Это явление называют внутренним фотоэффектом, т.е. эффектом обусловливающим фотопроводимость кристалла.

Если некоторые атомы в узлах кристаллической решетки чистого полупроводника – основы тем или иным способом заменить на атомы другого элемента, валентность которых отличается на единицу от валентности основных атомов, то будет получен примесный полупроводник. Различают примеси: - донорные (с валентностью на 1 больше) и – акцепторные (с валентностью на 1 меньше, чем у основных атомов). Примеси искажают поле кристаллической решетки, что приводит к возникновению на энергетической схеме примесных уровней, расположенных в запрещенной зоне.

Уровень Ферми в полупроводниках n-типа располагается в верхней половине запрещенной зоны, а в полупроводниках р -типа – в нижней половине. С ростом температуры в обоих полупроводниках уровень Ферми смещается к середине запрещенной зоны.

Проводимость, определяемая наличием примеси в материале-основе, называется примесной проводимостью. С ростом температуры концентрация примесных носителей тока быстро достигает насыщения. Это означает, что практически освобождаются все донорные уровни и – заполняются электронами все акцепторные уровни. При этом все в большей степени начинает сказываться собственная проводимость полупроводника. Наряду с процессами генерации электронов (в п/п n-типа) и дырок (в п/п р-типа), в примесных полупроводниках идут соответствующие процессы рекомбинации, которые имеют равновесный характер при фиксированной температуре.

Формирование и свойства р – n -перехода

Рассмотрим плотный контакт двух разнородных полупроводников р - и n -типов. (диффузионной сварка, наплавка, имплантация). При этом на границе р и n -областей образуется тонкий (микронный) слой – р – n -переход, обладающий особыми свойствами. В начальный момент контакта двух разнородных областей появляются диффузионные потоки: дырок из р -области в n -область и электронов из n -области в р -область.

Дырки и электроны – рекомбинируют друг с другом. На границе между областями возникает двойной электрический слой, образованный нескомпенсиро-ванным отрицательным зарядом ионов акцепторной примеси в р-области, и – нескомпенсированным положи-тельным зарядом ионов донорной примеси в n-области . Возникающее контактное электрическое поле в переходном противодействует дальнейшей диффузии через слой основных носителей. Равновесие достигается при такой высоте потенциального барьера, при которой уровни Ферми обеих областей () располагаются на одинаковой высоте, т.е. они выравниваются.

Изгибание энергетических зон в р-n -переходе вызвано тем, что потенциал р -области в состоянии равновесия ниже, чем потенциал n -области; потенциальная энергия электронов в р -области больше, чем в n -области, а потенциальная энергия дырок больше в n -области, чем в р -области. В состоянии равновесия некоторому количеству основных носителей, концентрация которых, например электронов в n – области , удается преодолеть потенциальный барьер величиной и вследствие чего через p-n – переход течет небольшой ток основных носителей: . Этот ток будет компенсироваться также небольшим (так как - очень мала в р – области) током неосновных носителей , т.е. = .

Такая же ситуация наблюдается для дырок. В состоянии равновесия суммарный ток через p-n – переход – отсутствует: - = 0. Ток наблюдался только в начальный момент образования p-n – перехода (диффузионный ток).

Ток основных и неосновных носителей через р – n -переход

Прямой ток через p – n- переход

Подадим на созданный искусственно кристалл внешнее напряжение V таким образом, чтобы положительный потенциал был в р – области, а отрицательный – в n – области. Это приведет к возрастанию потенциала р – области (т.е. ↑ потенциальной энергии дырок и ↓потенциальной энергии электронов) и снижению потенциала n – области. В результате высота потенциального барьера уменьшится на eV: и ток основных носителей возрастает (ток же неосновных носителей остается прежним), => результирующий ток и будет монотонно возрастать с увеличением внешнего напряжения V.

Прямое напряжение как бы «прижимает» основные носители к границе между областями, вследствие чего ширина p – n – перехода сокращается.

При прямом напряжении V уровень Ферми в р – области ниже, чем в n – области.

Основной ток можно оценить как:

а ток неосновных носителей (электронов для р – области) остается прежним: , получаем суммарный ток через p-n – переход: - , а обозначив получаем выражение для прямого тока: Вывод: В направлении от р – области к n – области p-n – переход пропускает прямой ток, сила которого быстро нарастает при увеличении приложенного напряжения V.