Учебник - ФОЭ (1267772), страница 8
Текст из файла (страница 8)
Захватывая или теряя заряд свободных носителей, поверхностные состояния формируют естественный заряд поверхности полупроводника QSS [Кл/см2], и заряжают поверхность. Плотность поверхностныхзарядов, отнесённая к заряду электрона NSS = QSS/q, находится в пределах4142Б)xxа)б)Заряд поверхностиECND+ + +EVρ(х)Б)+0+ EQОПЗw−QSS<0EC– – – – –++++ρ(х)E0–w−QОПЗE1,0 0,5fp(E)хп(E)б)Рис. 1.23. Модель образования заряда поверхности А) Зонные диаграммы; Б) Заряды в поверхностном слое;а) электронный полупроводник, приход электронов на поверхностныесостояния, заряд поверхности QSS < 0; б) дырочный полупроводник,уход электронов с поверхностных состояний, заряд поверхности QSS > 0.Аналогично, уход электронов с поверхностных состояний на уровниакцепторной примеси р-полупроводника заряжает поверхность положительно и создаёт в прилежащей области отрицательный объёмный заряд−ионов акцепторной примеси QОПЗ= qN A− w < 0, где NA – концентрация акцепторной примеси, w – размер ОПЗ.
Созданное электрическое поле на-43Распределения концентраций носителей заряда по энергиям (1.6а), (1.6б)выражаются через произведение максимальной плотности разрешённыхсостояний (1.14) на вероятность занятия энергетического уровня (1.5) или(1.7). Процедура графического перемножения этих кривых пояснена нарис. 1.24 на примере собственного полупроводника.На рис. 1.24а во встречно-вложенной системе координат, котораяздесь в отличие от рис. 1.16 имеет вертикальную ориентацию, изображены графики используемых функций. Функция Ферми–Дирака изображенасплошной жирной кривой и расположена таким образом, чтобы криваяпересекала уровень Ферми Ei на ординате, равной 0,5. Графики функций(1.14) максимальной плотности разрешённых состояний электроновnmax ( E ) и дырок pmax ( E ), расположенные соответственно в зоне проводимости и валентной зоне, изображены жирными штриховымикривыми.
Предполагается. что положение осей ординат этих кривыхсовпадает с энегетическими уровнями EC, EV соответствено, а ихнаправления – противоположны и совпадают с напрвлениями осейординат соответствующих функций распределений n(E) и p(E). Искомыеграфики распределения концентрации носителей заряда по энергиям(результат перемножения) заштрихованы.+QSS>0ха)NAEVРаспределение концентрации носителей зарядапо энергиям0пmax(E)Энергия электрона+правлено от поверхности в объём (рис.
1.22а, рис. 23б). Зоны изгибаютсявниз, что соответствует соотношениям (1.29), (1.20).Рис. 1.24. К процедуре графиче‐ского определения распределе‐ния концентрации носителей в собственном полупроводнике п(E)EСEСEiEFEVEVрmax(E)0р(E)fФ-Д0,5 1,0а)EЭнергия дыркиА)––––ПоверхностьПоверхность1010 ÷ 1011 см–2 для кремния и составляет величину порядка 1013 см–2 дляарсенида галлия. Знак заряда поверхности, как правило, совпадает со знаком заряда основных носителей.Возможный механизм формирования заряда поверхности показан нарис.
1.23. В электронном полупроводнике атомы донорной примеси отдают пятый электрон не в зону проводимости (как в объёме), а на разрешённые поверхностные состояния в запрещённой зоне (рис.1.23а). Уход электронов с донорных уровней на поверхностные состояния n-полупроводника заряжает поверхность отрицательно QSS < 0 и создаёт в прилежащей области положительный объёмный заряд обнажённых ионов донор+ной примеси QОПЗ= qN D+ w > 0, где ND – концентрация донорной примеси,w – размер области ОПЗ. Созданное поверхностным зарядом электрическое поле (направленное из объёма к поверхности) вытесняет ОНЗ-электроны из приповерхностного слоя в объём и согласно (1.29) (1.20а) вызывает изначальный изгиб энергетических зон «вверх» (рис. 1.22б, рис.1.23а).р(E)б)44а) графики во встречновложенной системе координат функций Ферми–Дирака (жирная кривая), максимальной плотности разрешённых состояний (штриховая кривая), распределения электронов и дырок (заштриховано),б) распределение концентрации носителей заряда по энергиям.На рис.
1.24б приведены результаты графических перемножений вобщепринятом виде. Оси ординат графиков направлены одинаково слеванаправо вдоль уровней EC, EV. Кривые распределений электронов и дырокидентичны и ограничивают равновеликие площади, что отражаетравенство концентраций электронов и дырок n = p = ni в собственномполупроводнике.
Носители зарядов распределены в разрешённых зонахнеравномерно. Основное количество свободных электронов находитсявыше дна зоны проводимости в пределах области, занимающей несколькоκ T . Энергия электронов отсчитывается «вверх». Поэтому указанноераспределение соответствует минимуму их потенциальной энергии.Основное количество дырок сосредоточено в пределах области,занимающей несколько κ T ниже вершины валентной зоны. Энергиядырок отсчитывается «вниз», поэтому минимум их потенциальнойэнергии соответсвует вершине валентной зоны. Максимум распределенийнаходится в пределах единиц κ T от границ разрешённых зон.По аналогичной процедуре построены кривые распределения концентрации носителей заряда в примесных полупроводниках, приведённыена рис.
1.25.EEEА)EСEСEiEFpEVEFEiEСEFпEiEVEVНа рисунках 1.25А показаны графики используемых функций. Тонким пунктиром обозначен также прямоугольный график функции Ферми–Дирака для температуры Т = 0 К. Его горизонтальная грань является уровнем Ферми соответствующего полупроводника. Кривые функций Ферми–Дирака для Т > 0 пересекают этот график ровно по уровню 0,5 при любомположении уровня Ферми в запрещённой зоне.Уровень Ферми EFp дырочного полупроводника располагается нижесередины запрещённой зоны. Следствием становится смещение графикафункции Ферми–Дирака вниз, уменьшение площади под кривой распределения np(E) ННЗ-электронов в зоне проводимости и соответствующее увеличение площади под кривой распределения pp(E) ОНЗ-дырок ввалентной зоне, поскольку в дырочном поупроводнике p p 0 n p 0 .Уровень Ферми ЕFn электронного полупроводника располагаетсявыше середины запрещённой зоны.
График функции Ферми–Дирака смещается вверх. Площадь под кривой распределения nn ( E ) ОНЗ-электроновв зоне проводимости увеличивается, а площадь под кривой распределенияpn ( E ) ННЗ-дырок валентной зоне соответственно уменьшается,pn0 .поскольку в электронном полупроводнике nn0Для удобства сравнения на рис 1.25б приведено также распределениеСНЗ в собственном полупроводнике, в ином масштабе повторяющее рис.1.24. Здесь площади под кривыми распределения одинаковы, поскольку всобственном полупроводнике n = p = ni . По идее площади под кривымираспределений примесных полупроводников должны быть такими, чтобывыполнялось условие (1.18а). Однако в силу естественных причин и радинаглядности рисунка это условие не соблюдено.1.3.
Рекомбинация носителей зарядаБ)nn(E)n(E)np(E)EFnEFEFppp(E)p(E)pn (E)а)б)в)Рис. 1.25. Распределение концентраций носителей заряда по энергиям вдырочном (а), собственном (б), электронном (в) полупроводниках А) графики функций, используемых для построения распределений.Б) распределение концентраций носителей заряда по энергиям.pp(E), nn(E) – распределение ОНЗ, pn (E), np(E) – распределение ННЗ.45От динамического равновесия между процессом генерации носителей и обратными процессом их рекомбинации зависит концентрациясвободных носителей заряда в полупроводнике.На энергетической диаграмме акт генерации интерпретируется какпереход электрона из валентной зоны в зону проводимости и обозначается стрелкой (рис.
1.26). Энергия, необходимая для разрыва валентнойсвязи и переброса электрона в зону проводимости должна быть равна, покрайней мере, ширине запрещённой зоныРекомбинация есть обратный процесс перехода электрона из зоныпроводимости в валентную зону. Обозначается стрелкой противоположного направления.В электронно-дырочных генерационно-рекомбинационных процессах, как и при взаимодействиях других элементарных частц, должны46выполняться законы сохранения энергии и импульса. Из закона сохранения энергии следует, что рекомбинация сопровождается выделениемэнергии, в частности, излучением.
Такая рекомбинация, когда свободныйэлектрон из зоны проводимости рекомбинирует со свободной дыркой извалентной зоны в одном элементарном акте, называется прямойрекомбинацией зана–зона в частности, прямой излучательнойрекомбинацией (рис. 1.26а). Однако вероятность прямой излучательнойрекомбинации у широкозонных полупроводников мала.а) прямая излучательнаярекомбинация r, генерация носителей g,б) рекомбинация Ожэ,в) рекомбинация черезглубокие центры.Пунктирная стрелка –захват дырки.–ECEi––g–rEV+×Ei ≈Et+×++акт рекомбинации. Свободная дырка рекомбинирует со связанным(третьим участником) электроном.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
