Концентрация носителей заряда в равновесном состоянии полупроводника
ГЛАВА 2
ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ПОЛУПРОВОДНИКОВ
2.1. Концентрация носителей заряда в равновесном состоянии полупроводника
2.1.1. Общие сведения
Напомнит некоторые сведения из курса физики. Полупроводниками, как правило, являются твердые тела с регулярной кристаллической структурой. В твердом теле концентрация (объемная плотность) атомов велика, поэтому внешние электронные оболочки соседних атомов сильно взаимодействуют, и вместо системы дискретных энергетических уровней, характерной для одного изолированного атома, появляется система зон энергетических уровней. Эти зоны уровней называют разрешенными, а области между ними – запрещенными зонами. Верхняя разрешенная зона называется зоной проводимости, а первая под ней – валентной зоной.
В физике принята классификация твердых тел на металлы, полупроводники и диэлектрики по ширине запрещенной зоны , от значения которой зависят концентрация свободных носителей, удельное электрическое сопротивление и ток. Условно к диэлектрикам относят тела, у которых >2 эВ, к полупроводникам, когда < 2 эВ, у металлов зоны проводимости и валентная либо перекрываются, либо ширина запрещенной зоны =0.
В полупроводниковой электронике обычно используются кремний (Si) и германий (Ge) – элементы четвертой группы периодической системы химических элементов (четырехвалентные элементы). В последние годы начал широко использоваться арсенид галлия (GaAs), в кристаллической решетке которого чередуются атомы трехвалентного галлия (Ga) и пятивалентного мышьяка (Аs). Ширина запрещенной зоны при абсолютной температуре Т=300 К у германия 0,66 эВ, кремния 1,12эВ и арсенида галлия 1,4 эВ.
Беспримесный (чистый) полупроводник без дефектов кристаллической структуры называют собственным полупроводником и обозначают буквой i (от слова intrinsic –собственный). При температуре абсолютного нуля (T=0 К) в таком полупроводнике все энергетические уровни валентной зоны заполнены валентными электронами, а в зоне проводимости нет электронов. По мере увеличения температуры растет энергия колебательного движения атомов кристаллической решетки и увеличивается вероятность разрыва ковалентных (парных) связей атомов, приводящего к образованию свободных электронов, энергия которых соответствует уровням зоны проводимости. Отсутствие одного электрона в ковалентной связи двух соседних атомов, или «вакансия», эквивалентно образованию единичного положительного заряда, называемого дыркой. Эта вакансия может быть потом занята одним из валентных электронов, принадлежащих соседней паре атомов. Тогда дырка будет «принадлежать» этой паре атомов, и условно можно говорить о перемещении дырки, хотя в действительности это только результат перемещения валентного электрона.
Очень важно, что появление одного свободного электрона сопровождается образованием одной дырки. Говорят, что идет образование (генерация) пар электрон – дырка с противоположными знаками заряда.
Рекомендуемые материалы
Если в собственный четырехвалентный кремний (или германий) ввести атом пятивалентного элемента, например фосфора (Р), сурьмы (Sb) или мышьяка (As), то четыре из пяти валентных электронов введенного атома примеси вступят в связь с четырьмя соседними атомами Si (или Ge) и образуют устойчивую оболочку из восьми электронов, а пятый электрон оказывается слабо связанным с ядром атома примеси. Этот «лишний» (условно «примесный») электрон движется по орбите значительно большего размера и легко (при небольшой затрате энергии) отрывается от примесного атома, т.е. становится свободным. При этом неподвижный атом превращается в положительный ион. Свободные электроны «примесного» происхождения добавляются к свободным электронам исходного собственного полупроводника, поэтому электрическая проводимость полупроводника при большой концентрации примеси становится преимущественно электронной. Такие примесные полупроводники называются электронными или п-типа (от слова negative - отрицательный). Примеси, обусловливающие электронную проводимость, называют донорными.
Если в собственный полупроводник, например кремний, ввести примесный атом трехвалентного элемента, например бора (В), галлия (Ga) или алюминия (Аl), то все валентные электроны атома примеси включатся в ковалентные связи с тремя из четырех соседних атомов собственного полупроводника. Для образования устойчивой восьмиэлектронной оболочки (четыре парные связи) примесному атому не хватает одного электрона. Им может оказаться один из валентных электронов, который переходит от ближайших атомов кремния. В результате у такого атома кремния появится «вакансия», т.е. дырка, а неподвижный атом примеси превратится в ион с единичным отрицательным зарядом. Дырки примесного происхождения добавляются к собственным дыркам, так что при большой концентрации примеси проводимость полупроводника становится преимущественно дырочной. Такие примесные полупроводники называют дырочными или р-типа (от слова positive – положительный). Примеси, обеспечивающие получение большой концентрации дырок, называют акцепторными («захватывающие» электроны).
Отрыв электрона от донорного атома и валентного электрона от атомов исходного (собственного) полупроводника для «передачи» его акцепторному атому требует затраты некоторой энергии, называемой энергией ионизации или активизации примеси. Поэтому при температуре абсолютного нуля ионизации нет, но в рабочем диапазоне температуры, включающем комнатную температуру, примесные атомы практически полностью ионизированы. Энергия ионизации доноров и акцепторов составляет несколько сотых долей электронвольта (эВ), что значительно меньше ширины запрещенной зоны . Поэтому энергетические уровни электронов донорных атомов («примесные уровни») располагаются в запрещенной зоне вблизи нижней границы («дна») зоны проводимости на расстоянии, равном энергии ионизации . Аналогично примесный уровень акцепторов находится в запрещенной зоне на небольшом расстоянии от верхней границы («потолка») валентной зоны.
В собственном полупроводнике концентрации электронов и дырок одинаковы. В примесных полупроводниках они отличаются на много порядков, поэтому носители заряда с большей концентрацией называют основными, а с меньшей – неосновными. В полупроводнике n-типа основные носители – электроны, а в полупроводнике p-типа – дырки.
Значения концентраций свободных электронов и дырок устанавливаются (состояние равновесия) в результате действия двух противоположных процессов: процесса генерации носителей (прямой процесс) и процесса рекомбинации электронов и дырок (обратный процесс).
Рекомбинация означает, что свободный электрон восстанавливает ковалентную связь (устраняет вакансию). Этот процесс можно представить на энергетической диаграмме как переход электрона из зоны проводимости на свободный энергетический уровень валентной зоны. Результатом восстановления связи является одновременное исчезновение свободного носителя отрицательного заряда и свободной положительно заряженной дырки, т.е. исчезновение пары свободных носителей с противоположным знаком заряда, каждый из которых до этого мог участвовать в создании электрического тока. В состоянии равновесия скорость генерации носителей заряда равна скорости рекомбинации.
2.1.2. Метод расчета концентраций
Концентрация электронов n в зоне проводимости и концентрация дырок р в валентной зоне могут быть представлены следующими общими выражениями:
; (2.1)
; (2.2)
Величины и – плотности квантовых состояний, т.е. число квантовых состояний в единичном интервале энергии зоны проводимости и валентной зоны в объеме 1 см3. Функция в (2.1) есть вероятность того, что состояние с энергией занято электроном. Соответственно означает вероятность отсутствия электрона на уровне в валентной зоне, т.е. вероятность существования дырки.
Интегрирование в (2.1) должно производиться по всем уровням зоны проводимости, начиная с нижней границы . Однако верхний уровень (предел) заменен бесконечностью, чтобы произвести аналитическое интегрирование. Вносимая при этом ошибка незначительна из-за сильного (экспоненциального) убывания с ростом . Пределы интеграла (2.2) определяются граничным уровнем («потолком валентной зоны») за наименьшее значение энергии принято =0, чтобы можно было произвести аналитическое интегрирование, не внося существенной ошибки.
При квантово-механическом рассмотрении установлено, что
(2.3)
(2.4)
где h – постоянная Планка; и – эффективные массы электронов и дырок, отличающиеся от массы свободного электрона в вакууме из-за влияния на величину ускорения этих частиц собственного электрического поля кристаллической решетки.
Графики функций и показаны на рис. 2.1. Значения и в соответствии с (2.3) и (2.4) пропорциональны корню квадратному из интервала между рассматриваемым уровнем и границами зон и .
Вероятностная функция f(e) в (2.1) и (2.2) определяется по формуле
(2.5)
которая называется функцией распределения Ферми-Дирака. В этой функции k – постоянная Больцмана, Т – абсолютная температура, а – энергия уровня Ферми. Очевидно, что при . Поэтому формально уровнем Ферми является уровень, вероятность нахождения электрона на котором равна 0,5 (рис. 2.2). При Т > 0 К функция имеет плавный, но быстрый спад приблизительно в интервале значений энергии ±2 kT около уровня . При комнатной температуре (T=300 К) kT= 0,026 эВ, т.е. ±2kT= ±0,052 эВ, что значительно меньше , составляющего единицы электронвольта. Вероятность при , и при .
Функцию распределения необходимо «привязывать» к зонной диаграмме полупроводника. Как правило, для этого надо знать, где находится уровень Ферми. У обычно используемых полупроводников находится в запрещенной зоне: в n-полупроводнике – на «расстоянии» >>2kT от дна зоны проводимости, а в р-полупроводнике – на расстоянии>> 2kT от потолка валентной зоны и в формуле (2.5) можно пренебречь в знаменателе единицей, т.е. функция распределения Ферми-Дирака сводится приближенно к функции распределения Максвелла-Больцмана:
(2.6)
Полупроводники, для которых справедлива функция распределения Максвелла- Больцмана, называют невырожденными. Для них характерно то, что число частиц значительно меньше числа разрешенных состояний. Однако если в полупроводнике уровень Ферми доказывается в интервале 2kT вблизи границ зон или внутри этих зон, то следует пользоваться только функцией распределения Ферми-Дирака, а состояние полупроводника становится вырожденным. В этом состоянии число частиц сравнимо с числом разрешенных состояний.
Только для невырожденных полупроводников, используя (2.6), можно найти аналитическое решение интегралов (2.1) и (2.2) и получить фундаментальные формулы
(2.7)
(2.8)
Формулы (2.7) и (2.8) являются универсальными, так как применимы для расчета концентраций в любых типах полупроводников: собственном (типа i) и примесных (типов п и р). Коэффициенты и следует трактовать как эффективное число состояний, расположенных на границах зон (уровней и , которые только и входят в формулы). Значения и для кремния и германия составляют примерно 1019 см-3.
Формулы (2.7) и (2.8) следует также понимать как отражение взаимосвязи между концентрацией (числом носителей) и уровнем Ферми. Если известно значение , то можно вычислить концентрации п и р, соответствующие этому значению . Если же известна концентрация п (или р), то можно вычислить соответствующее ей значение . Формула для в этом случае получается из (2.7) или (2.8), но значение в результате расчета, естественно, должно получиться одинаковым:
(2.9)
Одинаковый результат является следствием имеющейся связи между значениями концентраций п и р, т.е. связи между полным числом носителей в зоне проводимости и валентной зоне. Рассмотрим эту связь.
Используя (2.7) и (2.8), найдем произведение концентраций:
Так как ширина запрещенной зоны
(2.10)
Получился важный результат: произведение концентраций противоположных по знаку зарядов не зависит от типа электропроводности полупроводника (i-, n-, р-типа) и от уровня Ферми , а определяется только шириной запрещенной зоны (т.е. веществом) и температурой.
Применим (2.10) для собственного (чистого, беспримесного) полупроводника, в котором концентрация электронов и дырок одинакова . Получим формулу
(2.11)
которую можно использовать для расчета концентраций носителей в собственном полупроводнике, не зная положения уровня Ферми:
(2.12)
или преобразования формулы (2.10) до вида
(2.13)
Смысл этого соотношения состоит в том, что увеличение концентрации частиц с одним знаком заряда сопровождается уменьшением концентрации частиц с другим знаком. Такая зависимость объясняется тем, что при увеличении, например, концентрации электронов п обязательно пропорционально увеличится и вероятность рекомбинации носителей, в результате чего будет пропорционально убывать концентрация дырок р.
Расчет по формуле (2.12) дает следующие значения : для Ge – 2,4 1013 см-3; для Si – 1,45 1010 см-3 ; для GaAs – 1,79 106 см-3. Превышение ширины запрещенной зоны кремния по сравнению с германием всего в 1,12/0,66=1,7 раза привело к уменьшению концентрации собственных носителей приблизительно в 103 раз.
Итак, для нахождения концентрации n и p по формулам (2.7) и (2.8) необходимо знать энергию уровня Ферми. Однако есть возможность обойтись без нее, так как кроме уравнения (2.13) имеется еще одно уравнение для n и p, в которое уровень Ферми в явном виде также не входит. Это второе уравнение получается из условия электрической нейтральности полупроводника, которое мы и рассмотрим.
2.1.3. Условие электрической нейтральности
Это условие требует, чтобы суммарный заряд любого объема собственного и примесного полупроводников был равен нулю:
(2.14)
Для 1 см3 собственного полупроводника с концентрациями электронов и дырок
,
где q – абсолютная величина заряда электрона. Это условие нейтральности можно переписать в виде
(2.15)
Это соотношение отражает процесс одновременного образования пар электрон –дырка. Естественно, образование таких пар носителей с разными знаками зарядов не нарушает нейтральности.
Для объема 1 см3 полупроводника n-типа
или
(2.16)
где – концентрация положительных донорных ионов (считаем, что все атомы доноров ионизированы, поэтому одновременно есть и концентрация вводимых нейтральных донорных атомов); индекс п указывает на тип полупроводника.
Аналогично для р-полупроводника условие (2.14)
или
(2.17)
где – концентрация отрицательных акцепторных ионов, а индекс р указывает на тип полупроводника.
2.1.4. Концентрация основных и неосновных носителей в примесных полупроводниках
Эти величины, как уже отмечалось, могут быть легко определены в результате совместного решения уравнений (2.13) и (2.16) или (2.17).
Для n-полупроводника, решив совместно уравнения (2.13) и (2.16), получим
(2.18)
В n-полупроводнике концентрация доноров на несколько порядков больше (>>), поэтому вместо (2.18) можно записать
(2.19)
В n-полупроводнике электроны являются основными носителями, а дырки неосновными, так как >>
Пример. Концентрация доноров в германии = 1016 см-3, = 2,4 1013 см -3. Концентрация электронов (основных носителей) по формуле (2.19) составит == 1016 см -3, концентрация дырок (неосновных носителей) = 5,76·1026/1010= 5,76·1010 см -3.
Аналогично для р-полупроводника из уравнений (2.13) и (2.17) получим
(2.20)
При выполнении условия >>
(2.21)
где - концентрация основных носителей, a - неосновных носителей (>>).
Результаты (2.19) и (2.21) следовало ожидать, так как при рабочих температурах практически все примесные атомы ионизированы. Но тогда и концентрации неосновных носителей и можно найти из точных формул (2.18) и (2.20), подставив в них и , т.е.
(2.22)
На основании формул (2.22) можно сделать важный вывод, что концентрация неосновных носителей очень сильно зависит от вещества. Так как для Si = 1,45·1010 см -3, а для Ge = 2,4·1013 см -3, то концентрация неосновных носителей, пропорциональная , у Ge будет в (2,4·1013/1,45·1010)2 3·106 раз выше, чем у кремния. Это объясняется различием в ширине запрещенной зоны. Кроме того, концентрации неосновных носителей сильно зависят от температуры, так как от нее по формуле (2.12) экспоненциально зависит .
При некоторой температуре концентрация , сравнивается с концентрацией доноров в n-полупроводнике. Назовем эту температуру максимальной (Tmах). При Т>Tmах >, т.е. концентрация электронов будет определяться не примесью, и поэтому теряет смысл термин «основные носители». В результате генерации пар носителей концентрации электронов и дырок оказываются одинаковыми, как в собственном полупроводнике, и с ростом температуры увеличиваются по экспоненциальному закону. Аналогичный процесс происходит при росте температуры в р-полупроводнике.
На рис. 2.3 показана температурная зависимость концентрации электронов в кремнии n-типа. Существует подъем кривой на начальном участке от T=0 К до некоторой температуры, при которой закончится ионизация доноров. Затем в довольно широком диапазоне температур (включающем комнатную) концентрация равна концентрации примеси, т.е. электроны являются основными носителями. При высоких температурах (Т > Tmах) концентрация определяется генерацией пар носителей, т.е. величиной , экспоненциально растущей с повышением температуры.
2.1.5. Положение уровня Ферми в полупроводниках
При определении концентрации носителей нам удалось обойтись без уровня Ферми. Однако для нахождения закона распределения носителей по энергии и решения других задач необходимо знание положения уровня Ферми на энергетических (зонных) диаграммах.
Значение в i-, п-, р-полупроводниках может быть найдено с помощью выражения (2.9), так как концентрации п и р нами уже определены. В собственном полупроводнике n = р = , поэтому энергия уровня Ферми в нем из (2.9)
(2.23)
Подставляя в (2.23) из (2.12) и учитывая, что
(2.24)
Вторым слагаемым обычно пренебрегают, так как kТ << и мало значение (Nс и Nv сравнимы). В этом очень хорошем приближении вместо (2.24) получим
(2.25)
Таким образом, в собственном полупроводнике уровень Ферми практически находится в середине запрещенной зоны.
Уровень Ферми в n-полупроводнике определяется из (2.9) при в соответствии с (2.19):
(2.26)
Умножая числитель и знаменатель второго слагаемого на и используя формулу (2.23), получаем
(2.27)
Так как >> , то из (2.27) следует, что в n-полупроводнике уровень Ферми располагается значительно выше – середины запрещенной зоны. С ростом смещается вверх, в сторону зоны проводимости, в соответствии с (2.26) он должен быть ниже нижнего уровня этой зоны . Но надо иметь в виду, что эта и другие приводимые формулы применимы лишь к невырожденному полупроводнику, для которого справедливо распределение Максвелла-Больцмана (2.6). В действительности при некоторой концентрации примеси уровень окажется на расстоянии 2kТ от границы зоны проводимости, а при дальнейшем росте пересечет границу и войдет в зону. В этих случаях полупроводник становится вырожденным, т.е. необходимо пользоваться распределением Ферми-Дирака (2.5), но при этом нельзя решить задачу аналитически.
Для нахождения уровня Ферми в р-полупроводнике также воспользуемся формулой (2.9), подставив вместо n концентрацию неосновных носителей (п =).
Введя аналогично предыдущему случаю величину под логарифм и используя при преобразованиях формулу (2.22), получим
(2.28)
Так как >>, то уровень Ферми в р-полупроводнике находится значительно ниже уровня Ферми собственного полупроводника, т.е. ниже середины запрещенной зоны. С ростом концентрации акцепторов уровень может приблизиться к потолку валентной зоны даже войти в нее. Но когда окажется ниже уровня (+ 2kT), полупроводник станет вырожденным.
Таким образом, зависимость положения уровня Ферми в п- и р-полупроводниках аналогична (рис. 2.4,а): уровень Ферми в примесных полупроводниках смещается в сторону зоны, где находятся основные носители. Значения концентрации примеси, при которой положение уровня совпадает с границей зон, называют критическим ().
Остановимся на зависимости положения уровня Ферми от температуры T (рис. 2.4,б).
Лекция "34. Прометей" также может быть Вам полезна.
Положение уровня Ферми в i-полупроводнике по формуле (2.24) от температуры практически не зависит. В n-полупроводнике, для которого справедлива формула (2.26), в рабочем диапазоне температур концентрация электронов от температуры практически не зависит («истощение примеси»), т.е. п=, поэтому уровень Ферми c ростом температуры смещается вниз из-за отрицательного знака перед вторым слагаемым. Однако при температуре T>Тmах (см. рис. 2.3) полупроводник ведет себя как собственный, у которого уровень Ферми должен находиться в середине запрещенной зоны. Чем меньше концентрация примеси , тем при меньшем значении температуры Тmах происходит потеря свойств примесного полупроводника. Такой же вывод следует сделать и для р-полупроводника: уровень с ростом температуры смещается к середине запрещенной зоны. Однако имеется существенное различие в поведении уровня для германия и кремния, так как концентрация ( в Ge значительно больше (примерно на три порядка), чем в кремнии, т.е. при одинаковой концентрации примеси значение Тmах у германия будет ниже. Это обстоятельно объясняет тот факт, что кремниевые приборы имеют более высокие рабочие температуры (до 125...150°С).
2.1.6. Распределение носителей заряда по энергии
Эти распределения определяются подынтегральной функцией в выражениях (2.1) и (2.2) и изображены для i-, n-, р-полупроводников на рис. 2.5. Для каждого полупроводника (рис. 2.5,a) в зоне проводимости изображена зависимость , описываемая формулой (2.3), а в валентной зоне – формулой (2.4). Функция распределения Ферми-Дирака f(ε) «привязывается» к шкале энергии (рис. 2.5) по известному значению энергии уровня Ферми (при f(ε) = 0,5). В соответствии с предыдущим рассмотрением f(ε) в n-полупроводнике смещается вверх от положения в i-полупроводнике, а в р-полупроводнике вниз.
Перемножив значения и f(ε), получим распределение носителей по энергии в зоне проводимости (рис. 2.5,в). Что касается валентной зоны, то в соответствии с выражением (2.2) надо умножать на [1 –f(ε)]. Очевидно, что площади полученных распределений в зоне проводимости определяют концентрации электронов: в собственном полупроводнике, в n-полупроводнике (основные носители), в р-полупроводнике (неосновные носители). Аналогично площади распределений в валентной зоне определяют концентрации дырок: в собственном полупроводнике, в n-полупроводнике (неосновные носители), в р-полупроводнике (основные носители). В собственном полупроводнике площади обоих распределений равны, так как , а в примесных полупроводниках большие площади соответствуют основным носителям, а меньшие (меньше, чем в собственном) – неосновным.
Все распределения имеют максимум, а затем быстро спадают.