Добавил:
ivanov666
Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.
Вуз:
Предмет:
Файл:Элементы физики твёрдого тела. Учебное пособие
.pdf
25. ФОТОПРОВОДИМОСТЬ ПОЛУПРОВОДНИКОВ
dI
I
ω
ω
≥ E
?@
Направим на полупроводник пучок света интенсивностью I0. Проникая внутрь полупроводника, свет будет постепенно поглощаться, и его интенсивность I будет уменьшаться по закону
kx
IIe
=⋅
−
, (116)
0
где х – глубина проникновения света;
k
=−
- коэффициент поглощения.
Поглощаясь, свет может вызывать появление избыточ-
ных носителей, увеличивающих общую концентрацию свободных зарядов. На рис. 37 стрелкой 1 показано возбуждение
электронов проводимости и дырок при собственном поглощении света полупроводником. Фотон с энергией
, равной или большей ширины запрещённой зоны Eg, переводит
электрон из валентной зоны в зону проводимости. Образующиеся при этом пары «электрон–дырка» являются свободными и участвуют в создании проводимости полупроводника.
Зона проводимости
2
Е
g
Запрещённаязона
1
Валентнаязона
Рис. 37
Е
пр
Стрелка 2 показывает возбуждение электронов примесного уровня. Для возбуждения примесных атомов фотон
должен обладать энергией
Епр.
111
Процесс внутреннего освобождения электронов под
действием света называется внутренним фотоэффектом.
Добавочная проводимость, приобретённая полупроводником при облучении светом, называется фотопроводимо-
стью. Основная же проводимость, обусловленная тепловым возбуждением носителей заряда, называется темновой
проводимостью, так как она отвечает проводимости затемнённого полупроводника.
В соответствии с тем, что под действием света избыточные носители могут возникать вследствие возбуждения как
собственных, так и примесных носителей заряда, различают собственную и примесную фотопроводимости. Их крас-
ные границы определяются соотношениями:
2gсЕπ
λ
0
λ
пр
- для собственных полупроводников;
2
сЕπ
- для примесных полупроводников.
пр
(117)
Из (117) – красная граница для собственных полупроводников приходится на видимую часть спектра, красная граница примесных полупроводников лежит в инфракрасной
области спектра.
Экситоны. При возбуждении фотопроводимости электроны из валентной зоны перебрасываются в зону проводимости и становятся свободными. Однако возможно и иное
течение процесса, когда возбуждённый электрон не разрывает связи со своей дыркой, возникающей в валентной зоне,
а образует с ней единую связанную систему. Такая система
была названа экситоном. Экситон сходен с возбуждённым
атомом водорода: в обоих случаях около единичного положительного заряда движется электрон, и энергетический
спектр является дискретным. Уровни энергии экситонов
располагаются у дна зоны проводимости (рис. 38).
112
Рис. 38
Так как экситоны являются электрически нейтральными системами, то возникновение их в полупроводнике не
приводит к появлению дополнительных носителей заряда, вследствие чего поглощение света не сопровождается
увеличением проводимости полупроводника. Возникнув,
экситоны некоторое время блуждают по объёму полупроводника. При столкновении с примесными атомами, фоно-
рекомбинируют, или «разрываются».
В первом случае возбуждённые атомы переходят
в нормальное состояние, а энергия возбуждения передаётся узлами решётки или излучается в виде квантов света
(люминесценция). Во втором случае образуется пара носителей – электрон и дырка. Они обусловливают фотопроводимость полупроводника.
На фотопроводимость полупроводников существенное
влияние оказывает температура. С понижением температуры
уменьшается число темновых носителей тока. Это приводит
к увеличению, во-первых, относительной роли фотопроводимости в общей проводимости полупроводника, во-вторых,
к увеличению абсолютной величины фотопроводимости, так
как с уменьшением концентрации темновых носителей тока
уменьшается вероятность рекомбинации фотоносителей.
113
26. ЭЛЕКТРОННО-ДЫРОЧНЫЙ (p-n) ПЕРЕХОД
Основным элементом современной полупроводниковой
электроники является контакт двух примесных полупроводников с различным типом проводимости. Такой контакт называют электронно-дырочным переходом или р-ппереходом. Рассмотрим кратко его свойства.
Получение р-п перехода. Получить р-п-переход непо-
средственным соприкосновением двух полупроводников
практически невозможно, так как их поверхность, как бы
тщательно она не была очищена, содержит огромное количество примесей, загрязнений и всевозможных дефектов,
резко меняющих свойства полупроводников. Поэтому успех
в освоении р-п-перехода был достигнут лишь тогда, когда
научились делать его в виде внутренней границы в монокристаллическом полупроводнике.
К настоящему времени разработано много методов получения р-п-перехода. В качестве примера мы рассмотрим
только один из них – метод сплавления, сущность которого
состоит в следующем. Кристалл германия п-типа с положенным на него кусочком индия In (рис. 39а) выдерживается в печи при температуре 500 ÷ 600°С в атмосфере водорода или аргона.
Рис. 39
При этом In расплавляется и растворяет в себе Ge
(см. рис. 39в). При медленном охлаждении из расплава выпадает Ge, насыщенный In. Он кристаллизуется в форме
114
монокристалла, ориентированного одинаково с монокристаллом подложки. Так как германий, содержащий индий,
обладает р-проводимостью, то на границе закристаллизовавшегося расплава и монокристалла германия, обладающего п-проводимостью, образуется р-п-переход (см. рис.
39в). Капля индия на поверхности германия используется
в качестве омического контакта.
Рис. 40
Равновесное состояние р-п-перехода. Пусть внутренней границей раздела двух областей полупроводника с различным типом проводимости является плоскость ММ (рис.
40а): слева от неё находится полупроводник р-типа, напри-
115
мер р-германий, с концентрацией акцепторов Na; справа –
()
()
⋅=
n
3
==−<
3
<
полупроводник п-типа (п-германий) с концентрацией доноров NД . Для простоты будем считать, что NA = NД и равно,
например, 1022 м –3. На рис. 40б показано изменение концентрации акцепторных и донорных атомов при перемещении
вдоль оси Х, перпендикулярной плоскости ММ. В точке О,
лежащей в этой плоскости, Na скачкообразно падает до нуля,
NД скачкообразно увеличивается от нуля до NД.
Для п-области основными носителями являются электроны, для р-области – дырки. Основные носители возникают почти целиком за счёт ионизации донорных и акцепторных примесей. При не слишком низких температурах
эти примеси ионизированы практически полностью, вследствие чего концентрацию электронов в п-области (n
) мож-
n0
но считать практически равной концентрации донорных
атомов NД (n
≈ NД ), а концентрацию дырок в р-области (р
n0
р0
можно считать равной концентрации акцепторных атомов
Na (р
р0 ≈ Na
).
Помимо основных носителей, эти области содержат неосновные носители: п-область – дырки
электроны
n
.
p0
p
, р-область –
n0
Их концентрацию можно определить из закона действующих масс:
np pn n
⋅=
nn pp i00 00
2
,
)
где
днике. При
= np0 = 1016 м –3.
рок в р-области на шесть порядков выше концентрации
их в п-области; точно так же концентрация электронов
в п-области на шесть порядков выше их в р-области. Такое
различие в концентрации однотипных носителей в кон-
- концентрация носителей в собственном полупрово-
i
np
np00
10
22
–3
и
ni=−10
м
19
м –3 получим pn0 =
Из этих соотношений видно, что концентрация ды-
116
тактирующих областях проводника приводит к возник-
np
pp
новению диффузионных потоков электронов из п-области
в р-область
р-области в п-область
и диффузионного потока дырок из
прп
. При этом область п, из кото-
р
рп
рой диффундировали электроны, заряжается положительно,
область р, из которой диффундировали дырки,– отрицатель-
но. Это заряжение приводит соответственно к понижению
всех энергетических уровней, в том числе и уровня Ферми в п-области и повышению их в р-области. Перетекание
электронов справа налево и дырок слева направо происходит до тех пор, пока постепенно поднимающийся уровень
Ферми в р-области ( μр ) не установится на одной высоте
с постепенно опускающимся уровнем Ферми в п-области
( μ
). С установлением этих уровней на одной высоте между
п
п- и р-областями устанавливается равновесие, при котором
поток электронов из п-области в р-область
прп
уравно-
вешивается потоком электронов из р-области в п-область
, а поток дырок из р- в п-область
pnn
шивается потоком дырок из п- в р-область
nn
np pn pn
,
. (118)
pnp
npp
уравнове-
:
Уход электронов из приконтактного слоя п-области приводит к возникновению в этом слое неподвижного положительного объёмного заряда ионизированных атомов донорной примеси. Обозначим толщину этого слоя через dp. Уход
дырок из приконтактного слоя р-области вызывает появление
в этом слое неподвижного отрицательного объёмного заряда,
локализованного на атомах акцепторной примеси; обозначим
толщину этого слоя через dp. Между этими слоями возникает контактная разность потенциалов VK, создающая в р-ппереходе потенциальный барьер
ϕ
, препятствующий пере-
0
ходу электронов из п- в р-область и дырок из р- в п-область.
117
n
p
np
pn
p
pn
np
jj
jj
()
()
n
ϕ
0
==kT
0
ln ln
kT
n
p
0
p
0
. (119)
p
n
0
Из (119) видно, что
ϕ
тем выше, чем больше отношение
0
концентрации основных носителей в данной области полупроводника к концентрации этих носителей в другой области полупроводника, в которой они являются неосновными.
При nn0 = 1022 м –3, np0 = 1016 м –3 и T = 300 K, φ ≈ 0,45 эВ.
Из сравнения рис. 40 г, д легко видеть, что
φ0 = μn – μp.
Выпрямляющие свойства р-п-перехода. Основное
свойство р-п-перехода – способность выпрямлять переменный электрический ток. Рассмотрим это свойство более
подробно.
Токи, текущие через р-п-переход в равновесном состоянии. В равновесном состоянии через р-п-переход про-
ходят потоки основных и неосновных носителей (см. рис. 40
в). Обозначим плотность токов, отвечающих потоку
через
потоку
j
, потоку
n
p
→
n
- через
- через
→
j
ps
, потоку
j
ns
- через
→
.
n
j
p
В соответствии с (118) можно записать:
jj
= =,
nnsp ps
.
,
Складывая левые и правые части этих равенств, найдём:
Левая часть полученного соотношения выражает составляющую плотности j полного тока, образованного основными носителями, правая часть – неосновными носителями. Полный ток, текущий через равновесный р-п-переход,
равен, очевидно, нулю:
jj
+=+
npns ps
jjjjj
=+
np ns ps
−+
118
.
= 0
. (120)
Вычислим
j
j
L
nn
/
τ
L
nn
nn
Ln
и
ns
. Для этого выделим на левой гра-
ps
нице 1 р-п-перехода (рис. 41) единичную площадку s и построим на ней цилиндр с образующей, равной
- диффузионная длина электронов в р-области;
, где
τ
- среднее
n
n
время их жизни. Так как диффузионная длина представляет
собой среднее расстояние, на которое диффундирует носи-
L
/
тель за время своей жизни, то отношение
τ
выражает,
очевидно, среднюю скорость диффузии электронов из глубины р-области, где их концентрация равна
1, где они подхватываются контактным полем
n
, к границе
p0
ε
и пере-
K
брасываются в п-область. Число электронов, заключённых
L
/
в выделенном цилиндре, равно объёму цилиндра
τ
,
умноженному на концентрацию электронов
n
, т. е.
p0
npn0
τ
.
Все эти электроны в течение 1 с пройдут через единичную
площадку s и будут переброшены в п-область, образуя ток
плотностью
jeLn
ns
Точно так же можно вычислить и
n
=
τ
. (121)
p
0
n
j
, строя цилиндр на
ps
границе 2 р-п-перехода
jeLp
ps
p
=
τ
(122)
0
n
p
Таким образом, для равновесного состояния р-п-перехода
jjeLn
==
nns
jjeLp
==
pps
n
;
p
0
τ
n
(123)
p
.
0
n
τ
p
119
Прямой ток. Приложим к р-п-переходу, находившемуся
/
еk
/
еk
=⋅
ττ
00
j
j
/
еk
np
p
pn
в равновесии (рис. 42, а), внешнюю разность потенциалов
в прямом направлении (см. рис. 42б). Эта разность потенциалов вызывает понижение потенциального барьера для
ϕ
основных носителей до
р- в п-область
дёт к увеличению в
увеличится в
pnp
eV
− qV
0
T
. Поэтому поток дырок из
eV
T
раз, что приве-
раз плотности токов основных
носителей jn и jp, которые станут соответственно равными:
jeLne jeLpe
n
n
=⋅
n
eV
kT
p
,
p
p
p
eV
kT
n
.
В то же время плотности токов неосновных носителей
и
, величина которых не зависит от величины потен-
ps
ns
циального барьера, останутся неизменными.
Поэтому полный ток, текущий через р-п-переход, будет
равен
jjjjjeLn
=+
()
np ns ps
−+
()
n
=+
ττ
n
L
p
p
00
pe
p
eV
n
kT
−
1
. (124)
Этот ток называют прямым.
Обратный ток. Приложим теперь к р-п-переходу внеш-
нюю разность потенциалов в обратном направлении, подключив к р-области отрицательный полюс источника напряжения, к п-области – положительный. Под действием этой
разности потенциалов потенциальный барьер повысится,
eV
что вызовет уменьшение в
носителей
n
и
и плотности токов jn и jp.
→
T
раз потока основных
С учётом этого плотность тока через р-п-переход будет
равна
=+
j
об
jjjeLn
()
np ns ps
−+
()
n
=+
ττ
n
120
L
p
00
p
pe
n
p
eV
−
kT
−
1
(125)
Соседние файлы в предмете [НЕСОРТИРОВАННОЕ]