Пасынков.Полупроводниковые приборы (В.В. Пасынков, Л.К. Чиркин - Полупроводниковые приборы), страница 6

Поэтому в диапазоне малых температур с уменьшением температуры подвижность носителей также уменьшается (рис. 1.!О). При увеличении концентрации примесей увеличивается и рассеяние на ионах примесей, т. е. уменьшается подвижность носителей заряда. Однако в диапазоне высоких температур преобла- !п7 пазоие температур, соответствующих истощению примесей, когда концентрация основных носителей заряда остается практически неизменной, температурные изменения удельной проводимости обусловлены температурной зависимостью подвижности. й тла.

пошпроводники в сильных электрических полях В сильных электрических полях в полупроводнике могут происходить физические процессы, приводящие к изменению удельной проводимости полупроводника; вольт-амперная характеристика полупроводника перестает подчиняться закону Ома; может изменяться как концентрация носителей заряда, так и нх подвижность. Рассмотрим вначале физические процессы, влияющие на концентрацию носителей заряда. Рис. 1.1О. Температурные зависимости подвиисностн носителей заряда при различных коипентрапиях примесей Рис. 1.11.

Температурные за нисимпсти удельной проводимости полупроводника при различных конпентраииях примесей дающим механизмом рассеяния носителей даже при большой концентрации примесей остается рассеяние на тепловых колебаниях атомов кристаллической решетки и соответственно кривые температурной зависимости подвижности носителей заряда в диапазоне высоких температур практически не смещаются с увеличением концентрации примесей. Удельная проводимость пропорциональна концентрации носителей заряда и нх подвижности. Поэтому, зная влияние температуры на концентрацию и подвижность носителей заряда, можно представить н общий ход кривой, отражающей зависимость удельной проводимости от температуры (рис, 1.! 1). Концентрация носителей заряда в полупроводниках очень сильно зависит от температуры — по экспоненциальному закону (!.7), а на подвижность изменение температуры влияет сравнительно слабо— по степеннбму закону (исключение составляют оксидные полупроводники на основе оксидов металлов с переменной валентностью).

Поэтому температурная зависимость удельной проводимости похожа иа температурную зависимость концентрации носителей прн очень малых и при больших температурах. В диа- Ударная ионизация Свободный электрон (или дырка), разгоняясь под действием большой напряженности электрического поля, может приобрести на длине свободного пробега дополнительную энергию, достаточную для ионизации примеси или собственного атома полупроводника. Процесс ионизацин атомов разогнавшимся в поле носителем заряда называют ударной иониэацией. Ионизацию могут вызывать и дырки, так как движение дырок является лишь способом описания движения совокупности электронов валентной зоны полупроводника. Количественно процесс ударной нонизации характеризуется коэффициентами ударной иониэации, которые численно равны количеству пар носителей заряда, образуемых первичным носителем на единице пути.

По аналогии с теорией электрического разряда в газах, коэффициенты ударной ионизации в полупроводниках обозначают а. и а . Коэффициенты ударной нонизации очень сильно зависят от напряженности электрического поля. Для практических расчетов часто пользуются эмпирической аппроксимацией а=А 1е ! (1.33) где пс — довольно большой показатель степени, различный для разных материалов (от 5 до 8). Туииелирование Сильному электрическому полю в полупроводнике соответствует большой наклон энергетических зон (рис. 1.12).

При этом электроны могут проходить сквозь узкий потенциальный барьер (толщиной сз) без изменения своей энергии — гуннелираватп благо- з7 Е даря своим квантово-механическим свойствам. Так как процесс туннелирования происходит вследствие перехода электронов из валентной зоны в зону проводимости, то этот процесс можно считать аналогичным авто- электронной эмиссии илн холодной эмиссии электронов из металла. Вероятность перехода электронов из валентной зоны в зону проводимости и, наоборот, из зоны проводимости в валеитную зону одна и та же. Но переход электронов нз валентной зоны преобладает, поскольку их там значительно больше, чем в зоне проводимости. Поэтому концентрация носителей заряда растет при туннелнровании.

Туннельный эффект в полупроводниках проявляется при очень больших напряженностях электрического поля: в кремнии— при Е ж 10е В/см, в германии — при Е ж = 10' В/см. Напряженности электрического поля, при которых появляется эффект туннелирования, различны для разных материалов, так как толщина потенциального барьера (ЕО) зависит от ширины запрещенной зоны полупроводника при неизменной напряженности электрического поля, т. е. при неизменном наклоне энергетических зон. Теперь рассмотрим влияние сильного электрического поля на подвижность носителей заряда.

Рис. !.!2. Туннелироваиие электронов из валентной зоны в зону проводимости при сильном электрическом поле в полу- проводнике Рассеяние носителей заряда в сильных полях В слабых электрических полях носители заряда иа длине свободного пробега приобретают относительно малую энергию. Поэтому их распределение по энергетическим уровням соответствует распределению при данной температуре кристаллической решетки.

Дрейфовые скорости движения носителей заряда при этом значительно меньше так называемых тепловых скоростей, т. е. скоростей тепловых хаотических движений. В сильных электрических полях скорость дрейфа носителей заряда соизмерима с тепловой скоростью; носители заряда на длине свободного пробега приобретают в электрическом поле энергии, соответствующие кинетическим энергиям теплового хаотического движения. При этом распределение носителей заряда по энергетическим уровням соответствует ббльшим температурам, чем температура кристаллической решетки, которая остается практически неизменной. Это явление называют иногда разогревом носителей. На подвижность носителей явление разогрева может влиять по-разному.

1. При относительно больших температурах, при которых подвижность носителей заряда определяется в основном процес- 2В «гэ(ее -йут сом рассеяния на тепловых колебаниях атомов кристаллической решетки полупроводника, разогрев носителей заряда электрическим полем приводит к увеличению числа столкновений носителей с атомами кристаллической решетки, т. е. к насыщению дрейфовой скорости или к уменьшению подвижности при увеличении напряженности электрического поля (рис.

1.13). Именно зто явление надо учитывать в полупроводниковых приборах, если электрические В тй Е,В/сн поля превышают значение 10з— )ОО В/см. Рис. !.!3. Зависимость дрей- 2 При относительно малых темпе фовой скорости и подвиж ратурах, при которых подвижность ости носителей заряда от напряженности электрическоносителей заряда определяется в основном процессом рассеяния на ионизированных примесях, разогрев носителей электрическим полем приводит к уменьшению времени нахождения носителя в поле ионизироваиной примеси, т.е.

к уменьшению рассеяния носителя и, следовательно, к увеличению подвижности. Таким образом, увеличение подвижности с увеличением напряженности электрического поля в полупроводниковых приборах может происходить только при очень низких температурах. ййеждолиииый переход носителей заряда Рассмотрим вначале зависимость энергии свободного электрона, находящегося в вакууме, от его импульса Р (рис. 1.!4). Энергия такого электрона тэке текэ Э О вЂ” О 2 2те 2пОО где и — вектор скорости свободного электрона; що — его масса. Зависимость, представленная на рис. 1.14О является энергетической диаграммой свободных электронов в вакууме, изображенной в пространстве импульсов или в пространстве волновых векторов )с (Р = й)с = — )с). 6 2н В полупроводниковом кристалле свободный электрон можно считать свободным только условно, так как на электрон в кристалле действует периодическое потенциальное поле кристаллической решетки.

Чтобы описать сложные законы движения электРона в кристалле с помощью соотношений, совпадающих по форме с законами классической механики, можно учесть влияние внутренних сил на электрон, изменив соответствующим образом значение его массы, т. е введя понятие некоторой эф- $ 1.11. Оптические свойства полупроводников Поглощение света Рис.

1.15. Структура энергетнчесник зон арсенида галлии в кристаллографическом направлении )!00) Рис. 1,14. Зависимость энер. гии свободного электрона, накодяшегосн в вакууме, от его импульса рг рг Э =- — ' 2гпг 2глу ' Рис. 1.16. Прямой переход электрона из взлеитной зоны в зону проводимости полупро- водника Рис. 1.17. Непрямой перекоп электрона нз валентной зоны в зону проводимости полупро- водника 31 фективной массы электрона (нли дырки).