saveliev2 (797914), страница 40

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 40)

При достаточно высокой температуре тепловое движение может разорвать отдельные пары, освободив один электрон (такой случай показан на рис. 142). Покинутое электроном место перестает быть нейтральным, в его окрестности возникает избыточный положительный заряд + е — образуется дырка. На это место может перескочить электрон одной из соседних пар. В результате дырка начинает также странствовать по кристаллу, как и освободившийся электрон. Если свободный электрон встретится с дыркой, они рекомбинир у ю т (соединяются).

Это означает, что электрон нейтрализует избыточный положительный заряд, имеющийся в окрестности дырки, и теряет свободу передвижения до тех пор, пока сно- Рас. 142. ва не получит от кристаллической решетки энергию, достаточную для своего ны. свобождеиия. Рекомбинации приводит к одновременному исчезновению свободного электрона и дырки. На схеме уровней (рис. 140) процессу рекомбинации соответствуег переход электрона из зоны проводимости на один из сво. бодных уровней валеит1юй зоны. Итак, в полупроводнике идут одновременно два процесса: рождение попарно свободных электронов и дыРок и рекомбинацня, приводящая к попарному исчезновению электронов и дырок. Вероятность первого процесса быстро растет с температурой.

Вероятность рекомбинации пропорциональна как числу свободных электронов, так и числу дырок. Следовательно, каждой температуре соответствует определенная равновесная концентрация электронов и дырок, величина которой изменяется с температурой по такому же закону, как и а (см. формулу (72.2)). В отсутствие внешнего электрического поля электроны проводимости и дырки движутся хаотически. При включении поля на хаотическое движение накладывается уйорядоченное движение: электронов против поля и дырок — в направлении поли. Оба движения— 17 и. В, савельев, с и 257 и дырок, и электронов — приводит к переносу заряда вдоль кристалла. Следовательно, собственная электропроводность обусловливается как бы носителями заряда двух знаков — отрицательными электронами и положительными дырками.

Собственная проводимость наблюдается во всех без исключения полупроводниках прн достаточно высокой температуре. Примесная проводимость. Этот вид проводимости возникает, если некоторые атомы данного полупроводника заменить в узлах кристаллической решетки атома6е йз ми, валентность которых отличается на единицу от валентности основных атомов. На рис. 143 условно изображена р решетка германия с примесью 5-валентных атомов фосса фора. Для образования ковалентных связей с соседями атому фосфора достаточно чеРис.

143. тырех электронов. Следова- тельно, пятый валентный электрон оказывается как бы лишним и легко отщепляется от атома за счет энергии теплового движения, образуя странствующий свободный электрон. В отличие от рассмотренного раньше случая образование свободного электрона не сопровождается нарушением ковалентных связей, т. е. образованием дырки. Хотя в окрестности атома примеси возникает избыточный положительный заряд, но он связан с этим атомом и перемещаться по решетке не может. Благодаря этому заряду атом примеси может захватить приблизившийся к нему электрон, но связь захваченного электрона с атомом будет непрочной и легко нарушается вновь за счет тепловых колебаний решетки.

Таким образом, в полупроводнике с 5-валентной примесью имеется только один вид носителей тока— электроны. Соответственно говорят, что такой полупроводник обладает электронной проводимостью или является полупроводником и-типа (от слова пейайч отрицательный). Атомы примеси, поставляющие электроны проводимости, называются донорами. Примеси искажают поле решетки, что приводит к возникновению на энергетической схеме так называемых локальных уровней, расположенных в запрещенной зоне кристалла (рис. !44). Любой уровень валентной зоны или зоны проводимости может быть занят электроном, находящимся в любом месте кристалла. йтллнвтмт лвлл /унт Рнс. 144.

Энергию, соответствующую локальному уровню, электрон может иметь, лишь находясь вблизи атома примеси, вызвавшего появление этого уровня. Следовательно, электрон, занимающий примесный уровень, локализован вблизи атома примеси. Если донорные уровни расположены недалеко от потолка валентной зоны'), они не могут существенно повлиять на электрические свойства кристалла. Иначе обстоит дело, когда расстояние таких уровней от дна зоны проводимости гораздо меньше, чем ширина запрещенной зоны.

В этом случае энергия теплового движения даже при обычных температурах оказывается достаточной для того, чтобы перевести электрон с до« норного уровня в зону проводимости. На рис. 143 этому процессу соответствует отщепление пятого валент- ного электрона от атома примеси. Захвату свободного электрона атомом примеси соответствует на рис. 144 '1 Это вначнт, что пятый валентпый влентроя прочно свяван со свопм атомом, переход электрона из зоны проводимости иа один ив до.

норных уровней. Уровень Ферми в полупроводнике и-типа лежит между донорными уровнями и дном зоны проводимости, при невысоких температурах — приблизительно посредине между ними (рис. 144). На рис. 145 условно изображена решетка кремния с примесью 3-валентных атомов бора. Трех валентных электронов атома бора недостаточно для образования Ркс.

!45. связей со всеми четырьмя соседями. Поэтому одна из связей окажется не укомплектованной и будет представ. лять собой место, способное захватить электрон. При переходе на это место электрона одной из соседних пар возникнет дырка, которая будет кочевать по кристаллу. Вблизи атома примеси возникнет избыточный отрицательный заряд, но он будет связан с данным атомом и не может стать носителем тока, Таким образом. в полупро. воднике с 3-валентной примесью возникают носители тока только одного вида — дырки, Проводимость в этом случае называется дырочной, а о полупроводнике говорят, что он принадлежит к р-типу (от слова роз)1!ч — полонлпельнь>й).

Примеси, вызываюшие возникновение дырок, называются а к цента р ны ми. Па схеме уровней (рис. 146) акцептору соответствует расположенный в запретной зоне недалеко от ее дна ло. кальный уровень. Образованию дырки отвечает переход электрона из валентной зоны на акцепторный уровень. Обратный переход соответствует разрыву одной из четы. рех ковалептпых связей атома примеси с его соседями н 260 рекомбинации образовавшегося при этом электрона и дырки. Уровень ферми в полупроводнике р-типа лежит между потолком валснтной зоны и акцепторными уровнями, при невысоких температурах — приблизительно посредине между ними. С повышением температуры концентрация примесных носителей тока быстро достигает насыщения. Это означает, что практически освобождаются все донорные или Люа гловадшиати Ращвщаюал мгю Валяем лип ГдЮ Рис. 14Б. заполняются электронами все акцепторные уровни.

Вместе с тем по мере роста температуры все в большей степени начинает сказываться собственная проводимость полупроводника, обусловленная переходом электронов непосредственно из валентной зоны в зону проводимости. Таким образом, при высоких температурах проводимость полупроводника будет складываться из примесной и собственной проводимости.

При нкзких температурах преобладает примесная, а при высоких — собственная проводимость. й 73. Эффект Холла Холл обнаружил в 1880 г. следующее явление: если металлическую пластинку, вдоль которой течет постоянный электрический ток, поместить в перпендикулярное к ней магнитное поле, то междупараллельными току и полю гранями (рис.1471возникает разность потенциалов (7н = 4р~ †.~рэ. Величина ее определяется выражением и = ЛЬ1В, (73.1) где Ь вЂ” ширина пластинки, 1 — плотность тока,  — магнитная индукция поля, 14 — разный для различных металлов коэффициент пропорциональности, получивший й Рис.

И7. название постоянной Холла. Само явление называют эффектом Холл а нли гальв а ном агн и- тн я в лени ем. Эффект Холла очень просто объясняется электронной теорией. В отсутствие магнитного поля ток в пластинке +++++++г+++++" Рис. 148. обусловливается электрическим полем Ес (рнс. 148), Эквипотенцнальные поверхности этого поля образуют систему перпендикулярных к вектору Ес плоскостей, изображенных на рисунке сплошными прямыми линиями.

Потенциал во всех точках каждой поверхности, а следовательно, и в точках 1 н 2 одинаков. Носители тока— электроны — имеют отрицательный .заряд, поэтому скорость их упорядоченного движения н направлена противоположно вектору плотности тока 1. При включении магнитного поля каждый носитель оказывается под действием силы Лоренца, направленной вдоль стороны Ь пластинки (рис, 147) и равной по модулю еиВ.

(73.2) В результате у электронов появляется составляющая движения в направлении к верхней (на рисунке) грани пластинки. У этой грани образуется избыток отрицательных, соответственно у нижней грани — избыток положительных зарядов. Следовательно, возникает дополнительное поперечное электрическое поле Е». Когда напряженность этого поля достигает такой величины, что его действие на заряды будет уравновешивать силу (73.2), установится стационарное распределение зарядов в поперечном направлении.

Характеристики

Список файлов книги