Словарь (стр. 40 )

563

4) Соединения элементов VI группы с переходными метал­лами (Ti, V, Mn, Fe, Ni, Sm, Eu и т. п.). В этих П. преобладает ионная связь. Большинство из них обладает той или иной формой магн. упорядоче­ния (см. Магнитные полупроводники). В нек-рых из них (V2O3, Fe3O4, NiS, Eu2O и др.) при изменении темп-ры и давления наблюдается фазовый пере­ход полупроводник — металл.

Многие органич. соединения также обладают свойствами П. (см. Органиче­ские полупроводники).

Электроны и дырки в полупровод­никах. Т. к, в тв. теле атомы или ионы сближены на расстояние порядка ат. радиуса, то в нём происходит не­прерывный переход валентных эл-нов от одного атома к другому. Такой элек­тронный обмен может привести к об­разованию ковалентной связи, если электронные оболочки атомов сильно перекрываются и переходы эл-нов между атомами происходят быстро. Эта картина полностью применима к Ge и Si. Все атомы Ge нейтральны и связаны друг с другом ковалентной связью. Однако электронный обмен между атомами не приводит непосред­ственно к электропроводности, т. к. в целом распределение электронной плотности жёстко фиксировано: по 2 эл-на на связь между каждой парой атомов — ближайших соседей. Чтобы создать проводимость, необходимо ра­зорвать хотя бы одну из связей, уда­лив с неё эл-н, перенести его в к.-л. др. ячейку кристалла, где все связи за­полнены, и этот эл-н будет лишним. Такой эл-н в дальнейшем свободно может переходить из ячейки в ячейку (все они для него эквивалентны) и, являясь всюду лишним, переносит с собой избыточный отрицат. заряд, т. е. становится э л е к т р о н о м п р о в о д и м о с т и. Разорванная же связь становится блуждающей по кри­сталлу д ы р к о й, поскольку в ус­ловиях сильного обмена эл-н соседней связи быстро занимает место ушедше­го. Недостаток эл-на у одной из связей означает наличие у атома (или пары атомов) единичного положит. заряда, к-рый переносится вместе с дыркой. Эл-ны и дырки — свободные носители заряда в П. В случае разрыва ионной связи перекрытие электронных оболо­чек меньше и электронные переходы менее часты. В этом случае также об­разуются эл-н проводимости и дырка, однако разрыв ионной связи требу­ет большей затраты энергии.

В идеальных кристаллах возбужде­ние одного из связанных эл-нов и пре­вращение его в эл-н проводимости не­избежно вызывает появление дырки, так что концентрации обоих типов носителей равны между собой. Это не означает, что вклад их в электропро­водность одинаков, т. к. подвижность носителей тока (эл-нов и дырок) может

быть различной. В реальных кристал­лах равенство концентраций эл-нов и дырок может нарушаться за счёт при­месей и дефектов кристаллич. решётки. м. б. обус­ловлена как собственными электрона­ми атомов данного вещества (с о б с т в е н н а я п р о в о д и м о с т ь), так и электронами примесных атомов (п р и м е с н а я п р о в о д и м о с т ь). Источниками носителей тока могут быть также разл. дефекты крист. структуры, напр. вакансии, междоузельные атомы, а также откло­нения от стехиометрич. состава.

Примеси и дефекты делятся на д о н о р ы и а к ц е п т о р ы. До­норы отдают в объём П. избыточные эл-ны и создают т. о. электронную проводимость (га-типа). Акцепторы за­хватывают валентные эл-ны в-ва, в к-рое они внедрены (матрицы), в ре­зультате чего создаются дырки и воз­никает дырочная проводимость (р-типа). Типичные примеры доноров — примесные атомы элементов V группы (Р, As, Sb) в Ge и Si. Внедряясь в крист. решётку, такой атом замещает в одной из ячеек атом Ge. При этом 4 из 5 его валентных эл-нов образуют с соседними атомами Ge ковалентные связи, а 5-й эл-н оказывается для дан­ной решётки «лишним». Не локализу­ясь ни на одной связи, он становит­ся электроном проводимости. При этом примесный атом однократно по­ложительно заряжен и притягивает эл-н, что может привести к образова­нию связанного (слабо) состояния эл-на с примесным ионом. Размеры области вблизи примеси, в к-рой лока­лизован электрон, в десятки раз пре­вышают размер элементарной ячейки кристалла, а энергия ионизации при­меси мала (~0,01 эВ в Ge и 0,04 эВ в Si), поэтому уже при темп-ре 77 К большинство примесей ионизовано, т. е. в П. появляются эл-ны проводи­мости с концентрацией, определяемой концентрацией донорных примесей.

Аналогично атомы III группы (В, А1, Ga, In) — типичные акцепторы в Ge и Si. Захватывая один из валентных эл-нов Ge в дополнение к своим 3 ва­лентным эл-нам, они образуют 4 кова­лентные связи с ближайшими атомами Ge и превращаются в отрицательно заряженный ион. В месте захваченно­го эл-на остаётся дырка, к-рая может быть удержана в окрестности акцеп­торного иона кулоновским притяже­нием к нему, однако на большом рас­стоянии и с очень малой энергией свя­зи. Поэтому при не очень низких темп-pax эти дырки явл. свободными носителями заряда.

Рассмотренные примеры относятся к примесям замещения в П. При­мером примеси внедрения в Si и Ge явл. Li. Из-за малости иона Li+ он, не нарушая существенно структуры решётки, располагается между атома­ми Ge (в междоузлии). Свой внеш. ва­лентный эл-н, движущийся на сущест­венно большем расстоянии, он притягивает очень слабо и легко отдаёт, яв­ляясь т. о. типичным донором. Во мно­гих П. типа AIVBVI источниками ды­рок являются вакансии атомов АIV, а вакансии BVI — источниками эл-нов проводимости. Т. о., введение опреде­лённых примесей (л е г и р о в а н и е П.) — эфф. метод получения П. с разл. требуемыми свойствами.

Сильно легированные полупровод­ники. При больших концентрациях примесей (или дефектов) их вз-ствие ведёт к изменениям свойств П. Это можно наблюдать в сильно легирован­ных П., содержащих примеси в столь больших концентрациях Nпр, что ср. расстояние между ними, примерно равное N1/3, становится меньше (или равным) ср. расстояния а, на к-ром находится от примеси захваченный ею эл-н (или дырка). В таких условиях носитель не может локализоваться на к.-л. центре, т. к. он всё время нахо­дится на сравнимом расстоянии от неск. одинаковых примесей. Более того, воздействие примесей на движе­ние эл-нов вообще мало, т. к. боль­шое число носителей со знаком заря­да, противоположным заряду примес­ных ионов, экранируют электрич. поле этих ионов. В результате все носители, вводимые с этими примеся­ми, оказываются свободными даже при самых низких темп-pax, и П. превра­щается в полуметалл с одним типом носителей.

Условие сильного легирования: N1/3пр•a~1 легко достигается для при­месей, создающих уровни с малой энер­гией связи (м е л к и е у р о в н и). Напр., в Ge и Si, легированных при­месями элементов III или V групп, это условие уже выполняется при Nпр~1018 — 1019 см-3. Эти примеси удаётся вводить в концентрациях вплоть до Nпр~1021 см-3 при плот­ности атомов осн. в-ва 5•1022 см-3. В П. типа AIVBVI практически всегда с большой концентрацией (~1017— 1018 см-3) присутствуют вакансии од­ного из компонентов, а энергия связи носителей с этими вакансиями мала.

Зонная структура. Описание зако­нов движения носителей заряда в П. даёт зонная теория тв. тела. В П. верх­няя из заполненных разрешённых зон наз. валентной, а наиболее низ­кая из незаполненных — з о н о й п р о в о д и м о с т и. Энергетич. щель оg между валентной зоной и зо­ной проводимости наз. з а п р е щ ё н н о й з о н о й. Тепловое движение «забрасывает» часть эл-нов из валент­ной зоны в зону проводимости; в ва­лентной зоне при этом появляются д ы р к и (рис. 1).

Эл-ны и дырки обычно сосредоточе­ны вблизи ос — ниж. края (дна) зоны проводимости или оv — верх. края (потолка) валентной зоны на энергетич. расстояниях от них ~kT, что гораздо меньше ширины разрешённых зон. В узких областях ~kT сложные зависимости энергии носителей от их

564

квазиимпульса р : о(р) (дисперсии закон) принимают более простой вид. Напр., для эл-нов вблизи ос закон дисперсии имеет вид:

Здесь индекс i нумерует оси коорди­нат, рэ0 — квазиимпульс, соответству­ющий ос. Коэфф. mi — эффективная масса эл-нов проводимости.

Рис. 1. Валентная зона (белые кружки — дырки) и зона про­водимости (чёрные кружки — эл-ны проводимости); ξg — ширина запрещённой зоны; ξc — дно зоны проводимости; ξv — потолок валентной зоны.

Анало­гично, для дырок вблизи оv закон дисперсии имеет вид:

Эффективные массы эл-нов mэ и дырок mд не совпадают с массой свободного эл-на m0 и, как правило, анизотропны (т. е. различны для разных i). Их зна­чения для разных П. варьируются от сотых долей m0 до сотен m0. Ши­рина запрещённой зоны П. также меняется в широких пределах. Так, при T→0К оg=0,165 эВ в PbSe и 5,6 эВ в алмазе, а серое олово — пример бесщелевого полупроводника, у к-poro оg=0 (см. Полупроводнико­вые материалы).