Неравновесные носители

Образование свободных носителей заряда в полупроводниках связано с переходом электронов из валентной зоны в зону проводимости. Для осуществления такого перехода электрон должен получить энергию, достаточную для преодоления запрещенной зоны. Эту энергию электрон получает от ионов решетки, совершающих тепловые колебания. Таким образом, преодоление запрещенной зоны электроном происходит обычно за счет тепловой энергии решетки. Концентрация носителей заряда, вызванная термическим возбуждением в состоянии теплового равновесия, называется равновесной.

Однако помимо теплового возбуждения появление свободных носителей заряда может быть связано с другими причинами, например, в результате облучения фотонами или частицами большой энергии, ударной ионизации, введения носителей заряда в полупроводник из другого тела (инжекция) и др. Возникшие таким образом избыточные носители заряда называются неравновесными. Таким образом, полная концентрация носителей заряда равна:

; (1.31)

, (1.32)

где n₀ и p₀ – равновесная концентрация, а Dn и Dp – неравновесная концентрация электронов и дырок. Если возбуждение избыточных электронов производилось из валентной зоны, а полупроводник однородный и не содержит объемного заряда, то концентрация избыточных электронов равна концентрации избыточных дырок:

. (1.33)

После прекращения действия механизма, вызвавшего появление неравновесной концентрации носителей, происходит постепенное возвращение к равновесному состоянию. Процесс установления равновесия заключается в том, что каждый избыточный электрон при встрече с вакантным местом (дыркой) занимает его, в результате чего пара неравновесных носителей исчезает. Явление исчезновения пары носителей получило название рекомбинации. В свою очередь возбуждение электрона из валентной зоны или примесного уровня, сопровождающееся появлением дырки, называется генерацией носителей заряда.

На рисунке 1.9G – это темп генерации, а R – темп рекомбинации свободных носителей заряда в собственном полупроводнике.

Рис. 1.9. Генерация и рекомбинация свободных электронов и дырок в полупроводниках

Скорость (темп) рекомбинации R пропорциональна концентрации свободных носителей заряда:

, (1.34)

где g – коэффициент рекомбинации. При отсутствии освещения (в темноте) и , величины n₀ и p₀ иногда называют темновыми концентрациями свободных электронов и дырок соответственно. Из формул (1.30) и (1.14) получим:

(1.35)

где E_g = E_C – E_V – ширина запрещенной зоны. Таким образом, G₀ будет больше в узкозонных полупроводниках и при высоких температурах.

Если в полупроводнике нет электрического тока и объемных зарядов, то изменение во времени неравновесных концентраций электронов и дырок в зонах определяется уравнениями:

. (1.36)

Скорости (темпы) генерации и рекомбинации имеют две составляющие:

, (1.37)

где DG, DR – темпы генерации и рекомбинации только неравновесных электронов, то есть DG – это темп генерации электронов и дырок за счет освещения полупроводника, и . Используя равенство (1.31), (1.32) и (1.34), уравнение (1.36) можно свести к следующему:

(1.38)

Рассмотрим процесс рекомбинации неравновесных носителей заряда (то есть при выключении освещения в момент времени t = 0). Общее решение уравнения (1.38) довольно сложное. Поэтому рассмотрим два частных случая.

В собственном полупроводнике при сильном освещении . Из (1.38) получим:

, (1.39)

где Dn₀ – начальная концентрация неравновесных носителей заряда. Спад концентрации происходит по параболическому закону.

В донорном полупроводнике в случае полной ионизации доноров n₀ = N_D, p₀ << n₀. Будем также считать, что Dn << N_D. Уравнение (1.38) сводится к виду:

(1.40)

где введено обозначение:

. (1.41)

Уравнение (1.40) легко решается:

(1.42)

Величина t имеет смысл среднего времени электронов в зоне проводимости. Полученные решения иллюстрируются на рисунке 1.10. Из (1.42) видно, что процесс рекомбинации описывается экспоненциальной зависимостью от времени, причем среднее время жизни представляет собой такой отрезок времени, за который концентрация избыточных носителей изменяется в “е” раз.

В заключение отметим, что неравновесные носители заряда появляются только в том случае, если энергия фотонов при освещении полупроводника превышает ширину запрещенной зоны (hn > E_g).

Рис. 1.10. Спад неравновесной концентрации электронов во времени в донорном полупроводнике

2.2. Термодинамическая работа выхода в полупроводниках p‑ и n‑типов

Рассмотрим зонную диаграмму полупроводников p‑ и n‑типов.

На рисунке 2.1 использованы следующие обозначения: χ – электронное сродство, E_g – ширина запрещенной зоны, φ_0n – объемное положение уровня Ферми в полупроводнике n‑типа, φ_0p – объемное положение уровня Ферми в полупроводнике p‑типа.

Рис. 2.1. Зонная диаграмма полупроводников:

а) n‑типа; б) p‑типа

Согласно определению термодинамической работы выхода , получаем следующее выражение для термодинамической работы выхода в полупроводниках n‑типа Ф_n и p‑типа Ф_p:

. (2.14)

(При рассмотрении предполагается, что уровень Ферми в собственном полупроводнике находится посредине запрещенной зоны, или m_p^* = m_n^*. В противном случае в соотношениях (2.13), (2.14) появится слагаемое со знаком минус для полупроводников n‑типа и со знаком плюс для полупроводников p‑типа.)

Из соотношения (2.13) и (2.14) следует, что термодинамическая работа выхода из полупроводника p‑типа всегда будет больше, чем из полупроводника n‑типа, а следовательно, ток термоэлектронной эмиссии с полупроводника n‑типа будет больше, чем с полупроводника p‑типа.

Поиск по сайту: