§4.8. Неравновесные носители

При температуре, отличной от абсолютного нуля, в полупровод­нике происходит процесс возбуждения (генерации), свободных носителей заряда. Если бы этот процесс был единственным, то концентрация носителей непрерывно возрастала бы с течением времени. Однако вместе с процессом генерации возникает процесс рекомбинации свободных носителей. Он состоит в том, что свободный электрон при встрече с вакантным местом (дыркой) занимает его, в ре­зультате чего происходит уничтожение пары свободных носителей.

При любой температуре между процессом тепловой генерации но­сителей и процессом их рекомбинации устанавливается равновесие, которому соответствует равновесная концентрация носителей. Такие носители называют равновесными.

Кроме теплового возбуждения возможны и другие способы гене­рации свободных носителей в полупроводниках: под действием света, ионизирующих частиц, введения (инжекции) их через контакт и др. Действие таких агентов приводит к появлению дополнительных, избыточных против равновесной концентрации, свободных носителей. Их называют неравновесными носителями.

Процесс перехода электрона из зоны проводимости в валентную зону при рекомбинации может протекать непосредственно (стрелка 1 на рис. 4.16) или поэтапно: сначала на примесный уровень (стрелка 2), затем с него в валентную зону (стрелка 3). Первый тип – межзонная рекомбинация, второй – рекомбинация через примесный уровень.

Рисунок 4.16

В обоих типах выделяется одна и та же энергия Е_g. Но в первом случае энергия выделяется сразу, а во втором частями.

Энергия может выделяться в виде кванта света ћω - излучательная рекомбинация - или в виде тепла (фононов) – безызлучательная рекомбинация.

Обычно межзонная излучательная рекомбинация характерна для полупроводников с узкой запрещенной зоной при относительно высокой температуре (комнатной и выше).

Для полупроводников с большой Е_g характерна безызлучательная рекомбинация. Однако при повышении концентрации избыточных носителей, например путем повышения степени легирования, и в таких полупроводниках может быть достигнута высокая степень излучательной рекомбинации. Например для GaAs она может достигнуть более 50 % от актов рекомбинации. Поэтому GaAs является основным материалом для изготовления светодиодов и полупроводниковых лазеров.

§4.9. P-n переход

Пусть слева находится Ge n-типа с концентрацией доноров N_Д (основные носители – электроны), а справа Ge р-типа с концентрацией доноров N_А (основные носители – дырки). Обе области разделены перегородкой (рис.4.17).

Рис. 4.17

При не слишком низких температурах концентрации электронов в n-области n_n0 и дырок в р-области р_р0 практически равны:

И меются также неосновные носители: в n-области дырки р_n0; в р-области электроны n_р0. Их концентрацию можно определить из закона действующих масс:

(4.28)

где n_i – концентрация носителей в собственном п/п.

При N_Д= NА = 10²² м^-3, n_i = 10¹⁹ м^-3 получаем р_n0=n_р0 = 10¹⁶ м^-3.

Концентрация дырок в р-область на 6 порядков выше их концентрации в n-область. Концентрация электронов в n-область на 6 порядков выше их концентрации в р-область.

Уберем перегородку (рис.4.18). Из-за разности концентраций возникают диффузионные потоки: электронов из n-области в р-область (n_n→p); дырок из р-области в n -область (р_p→n).

Части п/п, из которых диффундировали заряды заряжаются:

n – область - положительно; р-область – отрицательно.

Диффузия продолжается, пока поднимающийся μ_р не уровняется с опускающимся μ_n. При этом устанавливается равновесие потоков:

n_n→p=n_p→n ; р_p→n= р_n→p

Рис. 4.18

У ход электронов из приконтактной n-области формирует неподвижный положительный объемный заряд ионизированных атомов донорной примеси толщиной dn. Аналогично в р- области - dр. Между ними образуется контактная разность потенциалов, создающая в р-n переходе потенциальный барьер:

(4.29)

Этот барьер препятствует переходу электронов из n в р-области и дырок из р в n-область. При n_n0= 10²² м^-3, n_р0 = 10¹⁶ м^-3 и Т=300 К φ≈ 0,45 эВ.

Е сли преобразовать рис. 4.18, изобразив энергетическую диаграмму относительно выпрямленного уровня Ферми μ, то получится энергетическая диаграмма, обычно применяемая при рассмотрении работы p-n перехода (рис.4.19).

Рис.4.19