Учебно-методический комплекс дисциплины «Физика твердого тела» (стр. 3 )

 

ε(c) ε(c)

Eg

Eg ε(д)

ε(a)

ε(v) ε(v)

Электронного (n) Дырочного (р)

Рис.3 Энергетические диаграммы п/п-ов (п) и (р) типов при Т >0

9.Температурная зависимость концентрации

носителей заряда.

В широком диапазоне температур и для различного содержания примесей имеют место температурные зависимости носителей заряда в п/п-ке п-типа, изображенной на рис.1

Рассмотрим участок АВ графика.

Во-первых, при Т=0К свободных носителей в зоне проводимости нет. С ростом Т растет средняя Е(кин) теплового движения частиц в кристалле ( энергия тепловых колебаний решетки). Но ее недостаточно, чтобы перенести е их ε(v) в ε(c), зато хватает, чтобы перенести е из ε(д).

Во-вторых, по мере роста Т число примесных е , перешедших в ε(c) увеличивается, а число оставшихся на ε(д) уменьшается – происходит истощение ε(д).

При некоторой Т(s) все е ε(д) оказываются в ε(v), и концентрация п-электронов в ε(v) становится равной концентрации донорных атомов.

Поэтому участок АВ называется участком донорной проводимости, а Т(s) - температурой истощения.

Рис.1 Зависимость концентрации носителей заряда от обратной температуры.

Рассмотрим участок ВС.

При температуре Т > Т(s) число свободных электронов не изменяется в широком интервале Т, т. к. примесные уровни истощены, а для возбуждения валентных электронов энергии тепловых колебаний решетки недостаточно. Поэтому концентрация носителей заряда в п\п-ке с тостом Т остается неизменной.

Рассмотрим участок СД.

В области высоких Т все более интенсивным становится процесс перехода электронов из Е(v) в Е(с). При некоторой Т(i) число таких переходов становиться настолько большим, что концентрация собственных электронов , т. е электронов, пришедших в Е(с) из Е(v) , становиться сравнимой с концентрацией примесных электронов, а Т(i) называется температурой перехода к собственной проводимости. Дальней шее повышение Т приводит к настолько быстрому росту п , что примесными электронами можно пренебречь. Поэтому участок СД называют участком собственной проводимости.

10. Контактные явления.

Переход металл-полупроводник.

8.1. Рассмотрим контакт электронного полупроводника и металла, при разности потенциалов между ними равным нулю.

Для того чтобы оторвать от изолированного атома валентный электрон, необходимо затратить некоторую работу, т. е. сообщить электрону энергию, необходимую для преодоления сил притяжения. Эта энергия, выражается в электрон-вольтах и носит название работы выхода электрона из твердого тела.

В квантовой теории твердого тела работы выхода – Ф отсчитывается от верхнего занятого уровня т. е. уровня Ферми – F. Если Е(а) –энергия электрона в вакууме, то

Ф = Е(а) – F (1).

Рассмотрим случай, когда работа выхода электрона из металла - Ф(м) больше таковой из полупроводника – Ф(п), т. е. Ф(м) > Ф(п). В таком случае в первый момент поток электронов из полупроводника превышает поток электронов из металла. Металл заряжается отрицательно, а п/п-к – положительно и тогда возникает электрическое поле, препятствующее переходу электрона из п/п-ка в металл. Направленный поток электронов будет иметь место до тех пор, пока уровни Ферми двух систем не выровнятся. В результате возникает контактная разность потенциалов, равная разности :

еφ(b) = Ф(м) – Ф(п) (2).

на границе металл-полупроводник и носящая название высоты потенциального барьера. Энергетическая зонная диаграмма контакта металл-полупроводник приведена на рис.1. В результате возникновения контактной разности потенциалов происходит изгиб энергетических уровней и зон в приконтактной области. При этом, если Ф(м) > Ф(п), то изгиб будет направлен вверх. В результате возникает слой с пониженной проводимостью, который называется запирающим.

Металл L(o) полупроводник

Рис.1. Энергетическая зонная диаграмма контакта металл-полупроводник.

Электрическое поле проникает в электронный полупроводник на глубину L(о):

L(о) = √2 εε(о)φ(b) /еп (3),

где ε – диэлектрическая проницаемость полупроводника,

ε(о)- диэлектрическая постоянная, п – концентрация. φ(b) – высота потенциального барьера.

Величину L(о) называют областью пространственного заряда.

Запирающий слой объединен основными носителями заряда и поэтому обладает повышенным сопротивлением по сравнению с толщей полупроводника. По существу система металл - запорный слой представляет собой конденсатор, и контакт М – П следовательно обладает емкостью:

С = εε(о)/ L(о) = √ εε(о)еп /2 φ(b) (4).

Указанные свойства контакта М-П находят различные применения в полупроводниковых приборных устройствах.

8.2. Рассмотрим контакт электронного полупроводника и металла, при разности потенциалов между ними отличным от нуля.

Вот мы и подходим к рассмотрению того, как же все таки управлять потоками электронов для обработки интересующей нас информации. В электронике для этой цели используются, конечно не однородные полупроводники. Во всем объеме однородного полупроводника мы можем получить одну реакцию на приложение внешнего электрического поля: включено-выключено. Именно специфические свойства контактов между полупроводниками с разным типом проводимости и полупроводником и металлом дали возможность, помещая в объеме полупроводникового кристалла области с различным типом проводимости, получать на их границах избирательную реакцию на электрические сигналы.

Переход, образованный областями с различными видами проводимости в объеме одного кристалла полупроводника называется гомогенным. Переход, образованный различными по химическому составу полупроводниками называется гетерогенным. Потенциальный барьер, образующийся в приконтактном слое полупроводника на границе с металлом, называется барьером Шотки в честь немецкого ученого В. Шотки, создавшего в 1938-39 основы теории таких диодов.

n

Рис.1. Зонная диаграмма п-р-перехода.

Область соприкосновения полупроводников с различными типами проводимости (n- и p- типом) называется электронно-дырочным переходом или просто n-p-переходом. n-p-переход может быть гомогенным и гетерогенным.

Итак, соединяем два полупроводника: p-типа и n-типа (см. рис. 1.). Так как концентрация дырок в области p-типа выше, чем в полупроводнике n-типа, дырки стремятся от туда диффундировать в область n-типа, а электроны – в область p-типа из области n-типа. Диффузия носителей заряда – это перемещение их в полупроводниках, обусловленное неоднородностями концентраций. Диффузия электронов и дырок в соседнюю область полупроводника продолжается не бесконечно. Вскоре в областях ab и bc избыточные заряды противоположных знаков. Двойной слой толщиной l создает контактное электрическое поле Eпр, которое препятствует дальнейшему встречному движению электронов и дырок. Область с двух сторон р-n- перехода, где существуют не­собственные носители, называется областью пространствен­ного заряда (ОПЗ) или обедненная область. При достижении ею определенной толщины l наступает состояние равновесия. На энергетической диаграмме это соответствует выравниванию уровней Ферми обоих полупроводников (см. рис. 1). Устано­вившееся равновесие, является динамическим, так как неболь­шой ток, создаваемый неосновными носителями (электронами в р-области и дырками в n-области), течет к границе р - n - перехода и проходит через него под действием контактного поля, а рав­ный по величине ток, создаваемый основными носителями (электронами в n-области и дырками в р-области), благодаря диффузии протекает в обратном направлении. Полный ток через p-n-переход равен нулю. Разность потенциалов, возникающая между р - и n - областями из-за наличия контактного поля Eпр, на­зывается контактной разностью потенциалов или просто высо­той потенциального барьера, который хорошо видно на диа­грамме (рис. 1.). Она обычно имеет величину порядка десятых долей вольта.

Ну, что же. Посмотрим, как р-n-переход отреаги­рует на подведение к нему внешнего напряжения. Внеш­нее электрическое поле должно изме­нить высоту потен­циального барьера и нарушить равно­весие потоков но­сителей через барь­ер. Осуществим вначале прямое смещение р- n- перехода. То есть к области р-типа приложим плюс ис­точника эдс, а к области n-типа, соот­ветственно, минус. В этом случае чис­ло основных носи­телей, способных преодолеть барьер возрастает. Как только они преодо­левают барьер, то становятся уже неосновными, что ведет к повышению концентрации неосновных носителей по обе стороны барьера. Этот процесс называют инжекцией неосновных носителей. На место ушедших основных носителей заряда в р - и n- области через контакты приходят дру­гие, вызывающие компенсацию инжектированных зарядов, рекомбинируя с ними. Возникает ток через переход, возрастаю­щий с ростом напряжения.

Рис.2. Зонная диаграмма п-р-перехода при прямом смещении.

L(2)

n

Рис.3. Зонная диаграмма п-р-перехода при обратном смещении ( «+»

к п-области, «-« к р-области).

На рисунке 2 видно, что при пря­мом смещении ( приложении минуса к n-области, а плюса к р-области) приводит к снижению потенциального барьера (Ф(о) – еU). Обедненная область p-n-перехода сужается и че­рез нее может перейти значительное количество носителей заря­да. Ток при этом возрастает и ее называеют пря­мым током, напряжение прямого смещения называют часто про­сто прямым напряжением на р-n-переходе.

Обратное смещение (приложение плюса к n-области, а минуса к р-области полупроводника) приводит к повышению потенциального барьера (рис.3.). Диффузия основных носителей через переход становится пренебрежимо малой, в то время как потоки неосновных носителей не изменяются, ведь для них барьера не существует. Ток, создаваемый их движением называется током насыщения Is. Он пренебрежимо мал и практически не зависит от напряжения. На рисунке видно, что основные носители заря­да в р-области дырки отталкиваются от плюса и притягиваются к минусу, электроны в n-области - наоборот и обедненная об­ласть расширяется, создавая существенное препятствие для про­текания заряда. Рисунок наглядно показывает, что основные но­сители с обеих сторон через переход переходить не собираются и тока не создают.