Методички / С.М. Минаев Изучение фотопроводимости полупроводников

МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ

КУЗБАССКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ ТЕХНИЧЕСКИЙ УНИВЕРСИТЕТ

КАФЕДРА ФИЗИКИ

ИЗУЧЕНИЕ ФОТОПРОВОДИМОСТИ ПОЛУПРОВОДНИКОВ

Методические указания к лабораторной работе № 606 по курсу общей физики для подготовки студентов всех направлений

Составители С.М. МИНАЕВ Г.Г. МИНАЕВА

А.А. МАЛЬШИН

Утверждены на заседании кафедры Протокол № 6 от 9.02.01 Рекомендованы к печати методической комиссией направления 550600 Протокол № 04 от 27.03.01 Электронная копия находится в библиотеке главного корпуса КузГТУ

Кемерово 2001

1

ИЗУЧЕНИЕ ФОТОПРОВОДИМОСТИ ПОЛУПРОВОДНИКОВ

Данная лабораторная работа относится к разделу «Физика твёрдого тела», тема «Фотопроводимость».

Перед занятием студент обязан самостоятельно подготовиться к лабораторной работе. На выполнение и защиту данной работы отводится два часа аудиторных занятий.

1. ЦЕЛЬ РАБОТЫ:

а) изучение основных физических закономерностей, определяющих свойства фоторезисторов; б) исследование вольт-амперных и световых характеристик фоторезисторов.

2. ПРИБОРЫ И ПРИНАДЛЕЖНОСТИ:

монохроматор света, источник постоянного тока, фоторезистор, ползунковый реостат, вольтметр, микроамперметр.

3. ПОДГОТОВКА К РАБОТЕ:

а) изучить теоретические положения, касающиеся основы физики фотопроводимости по литературным источникам [1-3]; б) изучить данные методические указания;

в) ответить на контрольные вопросы.

4. ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ

4.1. ОСНОВНЫЕ СВОЙСТВА ПОЛУПРОВОДНИКОВ

Электронными полупроводниками называют кристаллы и аморфные вещества, которые по величине электропроводности занимают

промежуточное положение между металлами (σ = 104 105 ом-1 см-1) и изоляторами (σ = 10-10 10-20 ом-1 см-1). В отличие от ионных проводни-

ков проводимость металлов и полупроводников осуществляется путём дрейфа электронов и дырок. В соответствии с зонной теорией электроны в кристаллах, как и в свободных атомах, могут находиться лишь в определённых квантовых состояниях, т.е. могут обладать лишь опреде-

2

лённой энергией. Система дискретных энергетических уровней изолированного атома превращается в кристалле в систему полос конечной ширины, которые называются энергетическими зонами. В кубическом сантиметре кристалла содержится 1022-1023 атомов. Такого же порядка и число энергетических уровней в указанных зонах (каждый атом вносит в зону свой уровень). Ширина энергетических полос составляет несколько электрон-вольт, следовательно, разность между энергиями соседних уровней, расположенных в полосе, порядка 10-22 эВ, т.е. уровни внутри полос образуют практически непрерывный спектр.

Зонная теория позволяет сформулировать критерий, который даёт возможность разделить твёрдые тела на два класса – металлы и полупроводники (изоляторы). Металлы характеризуются наличием в валентной зоне свободных уровней, на которые могут переходить электроны, получающие дополнительную энергию, например, вследствие ускорения в электрическом поле. Отличительная особенность металлов заключается в том, что у них в основном, в невозбуждённом состоянии (при 0° К) имеются электроны проводимости, т.е. электроны, которые участвуют в упорядоченном движении под действием внешнего элек-

лентной зоне, и перевести их в зо- Рис. 1. Схема энергетических зон собственного (а), ну проводимости. Иными словами, электронного (б) и дырочного (в) полупроводников

такие кристаллы при 0° К должны быть идеальными изоляторами. При повышении температуры или облучении кристалла электромагнитной энергией электроны могут поглотить кванты этой энергии, достаточной для перехода в зону проводимости. Такие электроны уже могут участвовать в переносе электричества. Вероятность перехода электрона из валентной зоны в зону проводимости пропорциональна: Еg /kT, где Еg – ширина запрещённой зоны. При большой величине Еg (больше 3 эВ) эта вероятность оказывается очень малой, так как kT при комнатной темпе-

3

ратуре составляет 0,025 эВ.

Для чистых кристаллов при термическом возбуждении носителей из валентной зоны в зону проводимости концентрация электронов равна концентрации дырок. Проводимость кристалла, обусловленная дрейфом этих носителей, называется собственной.

Примесная проводимость возникает, если некоторые атомы данного полупроводника заменить в узлах кристаллической решётки атомами, валентность которых отличается от валентности основных атомов.

Вполупроводнике с примесью, валентность которой на единицу больше валентности основных атомов (германий с примесью фосфора), имеются «лишние» примесные электроны, слабосвязанные с ядром, и его сравнительно легко перевести в зону проводимости полупроводника. Энергетические уровни примесных электронов располагаются вбли-

зи дна зоны проводимости (рис.1,б) Еd. Эти уровни заполнены некоторым числом электронов и называются донорными, а атомы примесей, поставляющие «лишние» электроны в решётку, называются атомамидонорами. Полупроводники такого типа называются электронными

(или полупроводниками n -типа).

Вполупроводнике с примесью, валентность которой на единицу меньше валентности основных атомов (германий с примесью бора), образуется система из эффективного заряда -e и движущейся вокруг него электронной вакансии (положительной дырки). Под влиянием теплового возбуждения дырка, связанная с примесным центром, также может быть делокализована, т.е. вместо дырки, связанной с данным центром, может появиться дырка в другом месте решётки, и эта дырка в результате последовательного заброса в неё других электронов связи будет перемещаться по кристаллу. Этот процесс аналогичен отрыву связанного электрона от донора и может быть назван переводом дырки в свободное состояние. В запрещённой энергетической зоне появляются уровни, располагающиеся несколько выше верхнего края валентной зо-

ны основного кристалла (рис.1,в) Ea. Эти уровни называются акцепторными, а атомы примесей в этом случае называют атомами-акцепторами. Возникновение дырочной примесной проводимости в таком полупроводнике связано с тем, что электроны, расположенные у верхнего края заполненной зоны, легко могут быть переведены на акцепторные уровни. Полупроводники такого типа называются дырочными (или полупроводниками p -типа).

4

Для анализа многих явлений в полупроводниках важно знать закон распределения электронов и дырок по энергетическим уровням. Для описания этого закона вводится функция распределения f (E) , характеризующая вероятность того, что уровень с данной энергией Е занят.

В соответствии с квантовой статистикой функция распределения f (E) зависит только от энергии и равна

где F – средний термодинамический потенциал на один электрон (эту величину чаще называют уровнем химического потенциала, или уров-

нем Ферми).

В металлах при 0° К все состояния ниже уровня Ферми заполнены, а выше него пусты, т.е. уровень Ферми проходит посредине валентной зоны. При повышении температуры часть электронов забрасывается из нижней половины зоны в верхнюю. Переходы происходят в интервале энергий порядка 4kT, что при комнатной температуре составляет всего

0,1 эВ.

В случае полупроводников ситуация оказывается существенно иной. Число свободных электронов в полупроводниках колеблется в пределах от 1013 до 1018 см-3, общее же число электронных уровней равно 2Ng, где N – число атомов и g – число электронов на атомном уровне, из которого образовалась зона. В 1 см3 кристалла содержится

4.2. ФОТОПРОВОДИМОСТЬ ПОЛУПРОВОДНИКОВ

Если полупроводник находится в тепловом равновесии, то в нём могут быть свободные электроны и (или) дырки, которые называются равновесными. Полная концентрация равновесных электронов (nо) и дырок (po) равна их сумме. Если полупроводник получает дополнительную (избыточную) энергию в виде теплового нагрева или в виде электромагнитного (светового), или ионизирующего излучения (α -, β -,

5

γ - излучений и др.), то в полупроводнике возникают неравновесные или избыточные носители заряда ∆ n, ∆ p. Простейший способ создания неравновесных носителей – освещение полупроводника светом с подходящей длиной волны. В этом случае полная концентрация носителей заряда определится суммой концентраций равновесных и неравновесных носителей заряда:

Изменение электрического сопротивления полупроводника, вызванное действием электромагнитного излучения из оптического, ИК и других диапазонов и не связанное с его нагревом, называется фотопроводимостью (внутренним фотоэффектом или фоторезистивным фотоэффектом).

Так как при возникновении неравновесных носителей заряда изменяется полная концентрация носителей, то изменяется и положение уровня Ферми. Поэтому можно записать

Энергетические уровни Fn , Fp - квазиуровни Ферми для электронов и дырок соответственно, то есть Fn , Fp – химические потенциалы электронного газа в валентной зоне при отсутствии термодинамического равновесия. На рис.2,а показано положение уровня Ферми при тепловом (термодинамическом) равновесии.

При отсутствии возбуждения (в темноте) при термодинамическом равновесии степень заполнения состояний как электронами, так и дырками определяет один уровень Ферми F (рис.2,а). Степень заполнения

9

рый может перемещаться вдоль шкалы 5. На фоторезистор 2 подаётся напряжение от источника питания 3. Фототок регистрируется микроамперметром 4.

6. ПРОВЕДЕНИЕ ЭКСПЕРИМЕНТА

6.1 ИССЛЕДОВАНИЕ СПЕКТРАЛЬНОЙ ХАРАКТЕРИСТИКИ ФОТОРЕЗИ-

СТОРА

1. Включить источник света – эталонную лампу с известной температурой накаливания вольфрамовой нити (2850° К).

2.Подать напряжение на фоторезистор (ФР) от источника постоянного тока, величину которого указывает преподаватель.

3.Снять спектральную характеристику фоторезистора (табл.1).

Построить зависимость фототока от длины волны Iф(λ ).