 |
|
|
Архитектура Астрономия Аудит Биология Ботаника Бухгалтерский учёт Войное дело Генетика География Геология Дизайн Искусство История Кино Кулинария Культура Литература Математика Медицина Металлургия Мифология Музыка Психология Религия Спорт Строительство Техника Транспорт Туризм Усадьба Физика Фотография Химия Экология Электричество Электроника Энергетика |
Примесная проводимость полупроводников
Электропроводность полупроводников может быть обусловлена как собственными электронами атомов данного вещества (собственная проводимость), так и электронами примесных атомов (примесная проводимость). Примеси делятся на доноры и акцепторы. Доноры создают электронную проводимость (проводимость n-типа) и имеют валентность большую, чем валентность основных атомов полупроводника. Типичными примерами доноров являются пятивалентные атомы элементов V группы (P, As, Sb) в кристаллах четырехвалентного германия или кремния. При этом четыре из пяти электронов донора образуют с соседними атомами германия ковалентные связи, а пятый электрон оказывается «лишним» и может легко перейти в зону проводимости.
На рис. 33.9 показана зонная схема для кристалла германия с примесью фосфора. Поскольку число примесных атомов невелико и они не взаимодействуют между собой, их уровни энергии остаются дискретными, не расщепляясь в энергетическую зону. Как видно из рис. 33.9, уровень энергии, соответствующий пятому непарному электрону фосфора, лежит в запрещенной зоне вблизи от дна зоны проводимости (DWд ~ 0,01). Поэтому уже при комнатной температуре электрон может легко перейти с этого уровня в зону проводимости, становясь носителем электрического тока. Возникающая (после отрыва электрона от атома фосфора) дырка локализована на уровне донора и не может участвовать электропроводности. В то же время при комнатной температуре переход электронов из валентной зоны в зону проводимости затруднен, так как ширина запретной зоны DW >> DWg. В результате создается проводимость n-типа. Акцепторные примеси имеют валентность на единицу меньше, чем атомы кристалла и создают дырочную проводимость (проводимость p-типа). Акцепторами являются атомы третьей группы (B, Al, Ga, In) в германии и кремнии. У акцептора на внешней оболочке размещено три электрона. Захватывая один из электронов соседнего атома германия, атом акцептора дополняет внешнюю оболочку до четырех электронов и образует четыре ковалентные связи с атомами германия. На месте захваченного электрона образуется дырка, которая может легко перейти к другому соседнему атому германия и таким образом перемещаться по кристаллу, становясь носителем электрического тока. В то же время электрон, захваченный акцептором, остается локализованным и в электропроводности не участвует. На зонной схеме такой процесс означает переход электронов из валентной зоны на уровни акцептора, которые расположены вблизи потолка валентной зоны. В валентной зоне образуются дырки, которые и создают проводимость p-типа (рис. 33.10). Заметим, что у примесных полупроводников наряду с основными носителями тока (электронами — у полупроводников n-типа и дырками — у полупроводников p-типа) имеется также небольшое количество неосновных носителей, возникающих за счет переходов электронов из валентной зоны в зону проводимости. У полупроводников n-типа неосновными носителями являются дырки, у полупроводников p-типа — электроны. Вклад неосновных носителей в общую проводимость примесных полупроводников из-за их малой концентрации при комнатных температурах несущественен, но их роль постепенно возрастает по мере повышения температуры.
33.6. p-n переход
На границе контакта полупроводников p- и n-типа возникает особая область, называемая p-n переходом. Рассмотрим физические процессы, протекающие в p-n переходе. До приведения полупроводников p- и n-типа в электрический контакт их уровни Ферми были разные (рис. 33.11, а). При образовании контакта электроны из n-полупроводника, где их концентрация выше, диффундируют в область полупроводника p-типа, создавая здесь избыточный отрицательный заряд. И наоборот, дырки из полупроводника p-типа проникают в область полупроводника n-типа, образую здесь избыточный положительный заряд (рис. 33.11, б). На границе полупроводников образуется двойной электрический слой, препятствующий дальнейшему перераспределению зарядов. Равновесие достигается в момент, когда уровни Ферми полупроводников p- и n-типа сравняются. При этом в переходном слое зоны искривляются и возникает потенциальный барьер высотой ejk, где jk — контактная разность потенциалов, препятствующий переходу основных носителей тока из одного полупроводника в другой. Концентрация электронов, проникших в p-полупроводник,
где n0 — концентрация электронов в n-полупроводнике. Аналогичным образом может быть найдена концентрация дырок, проникших в полупроводник n-типа. Поток основных носителей тока через p-n переход представляет собой диффузионный ток Iдиф. Одновременно с движением основных носителей через p-n переход возникает движение неосновных носителей (электроны переходят из полупроводника p-типа в полупроводник n-типа, а дырки в противоположном направлении). Неосновные носители заряда не встречают потенциального барьера в области p-n перехода, наоборот, если благодаря тепловому движению неосновной носитель тока попадает в область p-n перехода, то электрическое поле в нем способствует его движению из одного полупроводника в другой. Поток неосновных носителей через p-n переход создает дрейфовый ток Iдр. В условиях равновесия дрейфовый ток через p-n переход равен нулю I = Iдиф + Iдр = 0. Внешнее напряжение, приложенное к p-n переходу, нарушает это равновесие, и, следовательно, результирующий ток в этом случае не будет равен нулю: I¹0. При этом следует иметь в виду, что равновесие нарушается, прежде всего, за счет диффузионного тока, в то время как дрейфовый ток остается практически без изменений, т.е. не зависит от значения и знака приложенного напряжения. Рассмотрим этот вопрос подробнее. Пусть к p-n переходу приложено напряжение U в направлении, совпадающем с контактной разностью потенциалов («+» — к n-полупроводнику, «–» — к p-полупроводнику). Такое напряжение называется запирающим. Высота барьера возрастает и становится равной e(jk+U) — рис. 33.11, в. В результате концентрация основных носителей в области p-n перехода уменьшается:
что приводит к резкому уменьшению диффузионного тока. При увеличении обратного напряжения U диффузионный ток Iдиф®0 и через p-n переход протекает только дрейфовый ток. Этот ток при комнатной температуре очень мал, поскольку он обусловлен концентрацией неосновных носителей тока. Иная ситуация возникает, когда внешнее напряжение направлено навстречу контактной разности потенциалов. В этом случае потенциальный барьер уменьшается и становится равным e(jk+U) (рис. 33.11, г). Соответственно концентрация основных носителей тока в переходном слое возрастает:
Следовательно, в этом направлении, которое называется прямым, сила тока с ростом напряжения будет расти экспоненциально. Зависимость силы тока через p-n переход от приложенного напряжения (вольтамперная характеристика) описывается формулой
В запирающем направлении (U<0) I ≈ Iдр, а в пропускном — (U>0) I = Iдрexp[e(U–jk)/kT]. Обычно U>>jk, и формула (33.5) принимает вид
В соответствии с (33.6) вольт–амперная характеристика p-n перехода имеет вид, показанный на рис. 33.12. Следует отметить, что при значительных напряжениях, приложенных в запирающем направлении, сила тока резко возрастает (участок AB), что связано а пробоем p-n перехода.
Поиск по сайту: |
Рис. 33.9
Рис. 33.10
Рис. 33.11
,
,
,
.
.
Рис. 33.12