Словарь (стр. 41 )

Наиболее полно изучена зонная структура Ge, Si и соединений типа AIIIBV. У Ge две валентные зоны соприкасаются вблизи потолка

Рис. 2. Зонная структура Ge; L, Δ и Г— 3 минимума зависимости ξ(р) для эл-нов проводимости вдоль осей [100] (Δ), [111] (L) при р=0(Г) по оси ординат—энергия, по оси абсцисс—проекции квазиимпульса на оси [100] и [111].

(рис. 2), что означает существова­ние двух типов дырок: «тяжёлых» с mд =0,3 m0 и «лёгких» с mд =0,04 m0. На 0,3 эВ ниже расположена третья валентная зона, в к-рую, как правило, дырки уже не попадают. Для зоны про­водимости Ge характерно наличие трёх типов минимумов о(р): Δ, Г и L. Наинизший из них L-минимум рас­положен в импульсном пространстве (р-пространстве) на границе Вриллюэна зоны в направлении [111]. Расстоя­ние его от оv и есть ширина запрещён­ной зоны оg=0,74. эВ (при Т →0; с ростом Т оg уменьшается). Эффектив­ные массы вблизи L-минимума сильно анизотропны: mэ=1,6m0 вдоль направления [III] и 0,08 m0 для перпен­дикулярных направлений. Четырём эквивалентным направлениям [III] в кристалле Ge (диагонали куба) соот­ветствуют 4 эквивалентных L-миниму­ма. Минимумы Г и Δ, расположенные при р=0 и в направлении оси [100], по энергии выше L-минимума на 0,15 эВ и 0,2 эВ и поэтому количество эл-нов проводимости в них, как пра­вило, гораздо меньше, чем в L-минимуме.

Зонные структуры др. алмазоподобных П. близки к структуре Ge. Так, в Si, GaP и алмазе наинизшим явл. Δ-минимум, а в InSb, InAs и GaAs — Г-минимум, для к-рого характерны изотропные и весьма малые эффектив­ные массы (0,013 m0 в InSb и 0,07m0 в GaAs). Структуры валентных зон во всех алмазоподобных П. подобны, но отличаются от П. др. групп.

Некристаллические полупроводники. Нек-рые П. (Ge, Si, AIIIBV)при плав­лении становятся металлами (см. Жид­кие металлы). Однако др. П. (Те, Si, AIVBVI и др.) остаются П. (см. Жидкие полупроводники). Существуют также тв. аморфные П. Отсутствие строгой упорядоченности в расположении ато­мов создаёт локальные флуктуации плотности и межатомных расстояний, в результате чего энергии эл-на вблизи разных атомов одного и того же сорта не вполне одинаковы. Это затрудняет переход эл-на от атома к атому, т. к. такие переходы связаны теперь с из­менением энергии. У эл-нов и дырок с энергиями вблизи краёв зон не хва­тает энергии для преодоления энергетич. барьера между соседними атома­ми и поэтому они могут стать локали­зованными. В результате возникают электронные уровни в диапазоне энер­гий, к-рый в кристалле соответство­вал бы запрещённой зоне. Находящие­ся на этих уровнях эл-ны локализова­ны вблизи соответствующих флуктуа­ции, и к ним неприменимы такие по­нятия зонной теории, как квазиим­пульс и др. Меняется и само понятие запрещённой зоны — теперь уже эта область энергии заполнена локализо­ванными состояниями (п с е в д о з а п р е щ ё н н а я з о н а; см. Аморф­ные полупроводники, Неупорядоченные системы).

Оптические свойства. Зонная струк­тура П. отражается в их оптич. свой­ствах. Самым характерным для П. процессом поглощения света явл. собственное поглощение, при к-ром эл-н валентной зоны с ква­зиимпульсом р, поглощая фотон, пере­ходит в незаполненное состояние зоны проводимости с квазиимпульсом р'. При этом энергия фотона ћω (ω — частота света) связана с энергиями эл-на в начальном он и конечном ок состояниях соотношением: ћω=ок-он и выполняется закон со­хранения квазиимпульса: p'=p+ћq (q — волновой вектор фотона). Импульс фотона ћq для видимого света и более длинноволнового излучения пренебрежимо мал по сравнению с р' , поэтому р'≈р.

Собств. поглощение света возможно при ћω≥оg. Миним. энергия квантов, поглощаемых П. (порог, или край собств. поглощения), может быть боль­ше оg, если дно зоны проводимости ос и потолок валентной зоны оv соот­ветствуют различным р. Переход меж­ду ними не удовлетворяет требованию р'=р, в результате чего поглощение должно начинаться с более коротких длин волн. В случае Ge это переходы в Г-минимум. Однако переходы, для к-рых p'≠p, также оказываются воз­можными, если эл-н, поглощая фотон, одновременно поглощает или испуска­ет фонон. Оптич. переходы, в к-рых эл-н существенно изменяет свой квази­импульс, наз. н е п р я м ы м и, в отличие от п р я м ы х переходов, удовлетворяющих условию р'≈p. Не­обходимость испускания или погло­щения фонона делает непрямые пере­ходы значительно менее вероятными, чем прямые. Поэтому коэфф. поглоще­ния света, обусловленный непрямыми переходами, порядка 103 см-1, тогда как в области прямых переходов он достигает 105 см-1.

Наличие в спектре поглощения П. широких и интенсивных полос в об­ласти относит. малых частот (ћω~оg~l—5 эВ) показывает, что боль­шое число валентных эл-нов слабо связано. Слабая связь легко деформи­руется внеш. электрич. полем, что обусловливает высокую поляризуе­мость кристалла. И действительно, для многих П. (Ge, Si, AIIIBV, AIVBVI и др.) характерны большие значения диэлектрической проницае­мости ε (в Ge ε=16, в GaAs ε=11, в РbТе ε=30).

Вследствие кулоновского взаимо­действия эл-нов и дырок в П. возмож­но образование связанных состояний— экситонов, к-рые проявляются в спект­рах поглощения в виде узких линий, сдвинутых от края поглощения в сто­рону более длинных волн.

Наряду с собств. поглощением воз­можно поглощение света свободными носителями, связанное с их перехода­ми в пределах зоны. Такие внутризонные переходы происходят при уча­стии фононов или при рассеянии эл-нов примесными атомами.

Коэфф. поглощения света в П. опре­деляется произведением вероятности поглощения фотона каждым эл-ном на число эл-нов, способных поглощать кванты данной энергии. Поэтому час­тотная зависимость коэфф. поглоще­ния даёт сведения о плотности элек­тронных состояний в зонах g(о). Так, вблизи края собств. поглощения в случае прямых переходов коэфф. поглощения практически повторяет плотность состояний:

565

Прозрачностью П, можно управлять в небольших пределах с помощью внешних электрич. и магн. полей. В П. с заметной долей ионной связи в далёкой ИК области спектра (ћω~10-2 эВ) наблюдаются полосы по­глощения, связанные с возбуждением фотонами оптич. фононов.

Равновесные и неравновесные носи­тели. При отсутствии внеш. воздейст­вий равновесные концентрации эл-нов и дырок в П. полностью определяются темп-рой, шириной запрещённой зоны, эфф. массами носителей, концентра­циями и пространств. распределением примесей и дефектов, а также энерги­ями связи с ними эл-нов и дырок.

Вблизи Т=0 К все собств. эл-ны П. находятся в валентной зоне, целиком заполняя её, а примесные — локализо­ваны вблизи примесей или дефектов, так что свободные носители заряда от­сутствуют. Если в образце есть и доно­ры и акцепторы, то эл-ны с доноров могут перейти к акцепторам. Если концентрация доноров Nд больше концентрации акцепторов NA, то в об­разце окажется NA отрицательно за­ряженных акцепторов и столько же положительно заряженных доноров. Только Nд-NA доноров останутся нейтральными и способными с повы­шением темп-ры отдать свои эл-ны в зону проводимости. Такой образец явл. П. n-типа с концентрацией носителей. Nд-NA. Аналогично в случае NA>Nд П. имеет проводимость р-типа. Связывание донорных эл-нов акцеп­торами наз. к о м п е н с а ц и е й п р и м е с е й, а П., содержащие до­норы и акцепторы в сравнимых кон­центрациях, наз. к о м п е н с и р о в а н н ы м и.

С повышением темп-ры тепловое движение «выбрасывает» в зону прово­димости эл-ны с донорных атомов и из валентной зоны (в случае проводи­мости n-типа). Энергия ионизации донора меньше ширины запрещённой зоны оg<<од, поэтому при не слишком высоких темп-рах первый из этих процессов оказывается домини­рующим. Концентрация эл-нов в зоне проводимости при этом во много раз больше концентрации дырок в валент­ной зоне. В таких условиях эл-ны наз.

о с н о в н ы м и н о с и т е л я м и, а дырки — неосновными (в П. р-ти­па — наоборот). Рост концентрации примесных эл-нов с темп-рой продол­жается до полной ионизации всех до­норов, после чего их концентрация в широком интервале темп-р остаётся почти постоянной. Число эл-нов, за­брасываемых из валентной зоны, про­должает экспоненциально нарастать и при нек-рой темп-ре становится срав­нимым с числом примесных эл-нов, а потом и во много раз большим. Эта область собств. проводимости П., когда концентрации эл-нов n и дырок p прак­тически равны: n=p=ni.

При освещении П., облучении быст­рыми частицами, наложении сильного электрич. поля и т. д. в П. появляются дополнит. неравновесные носители, что приводит к повышению электро­проводности (см. Фотопроводимость). Наряду с генерацией неравновесных носителей существует обратный про­цесс — рекомбинация эл-нов и ды­рок — переход эл-на из зоны прово­димости в валентную зону, в резуль­тате чего происходит исчезновение эл-на и дырки. Рекомбинация может сопровождаться излучением, что ле­жит в основе полупроводниковых ис­точников света (полупроводниковый ла­зер, светоизлучающие диоды).