70к (лаба) (997507), страница 25
Текст из файла (страница 25)
Находящиеся в этой зонеэлектроны чаще всего связаны каждый со своим атомом.Следующая за ней более высокая зона энергии образована изсвободных уровней и называется зоной проводимости (ЗП). На уровняхэтой зоны электроны обобществляются всем объемом кристалла.Схемы энергетических зон для металла, диэлектрика иполупроводника изображены на рис.12.1 (где Е – энергия электрона).Металлы имеют или частично заполненную валентную зону илиполностью заполненную валентную зону, но перекрывающуюся сзоной проводимости. И в том и в другом случае валентные электроныметаллов могут участвовать в механизме электропроводности, так какдаже при низких температурах (Т 0К) большое число электроновнаходится в зоне проводимости.
При повышении температуры металлачисло электронов проводимости практически не меняется.В диэлектриках и полупроводниках валентная зона и зонапроводимости разделены запрещенной зоной (ЗЗ).196ЕвакуумЕвакуумЕЗПЗПЕвакуумЗПЗЗЕЗЗВЗВЗВЗметаллдиэлектрикполупроводникРис. 12.1В диэлектриках ширина запрещенной зоны значительно больше,чем в полупроводниках, так что тепловой энергии, приобретаемойэлектронами диэлектрика при повышении температуры, недостаточнодля их перехода из валентной зоны в зону проводимости.В полупроводниках ширина запрещенной зоны лежит обычно впределах от нескольких десятых электронвольта до ~ 3 эВ.12.1 Собственная проводимость полупроводниковПри температурах, стремящихся к абсолютному нулю (Т 0К),полупроводник с правильной кристаллической решеткой (чистыйполупроводник, без примесей) не имеет свободных электронов в зонепроводимости и является хорошим изолятором.При повышении температуры электроны получают тепловуюэнергию, которая даже при комнатных температурах может оказатьсядостаточной для перехода с верхних уровнейЕвалентной зоны в зону проводимости (рис.12.2).
Ввакуумэтом случае в валентной зоне освобождаетсясвободное место, которое называется дыркой.ЗППри наложении внешнего электрического поляна место дырки в валентной зоне может перейтиэлектрон соседнего атома, т.е. дырка будетЕперемещаться в направлении, противоположномдвижению электронов. Следовательно, дыркуВЗможнорассматриватькакфиктивныйположительный заряд.Рис. 12.2Таким образом, носителями заряда в чистыхполупроводниках являются электроны в зоне проводимости и дырки ввалентной зоне.197Концентрацию свободных электроновполупроводнике можно записать в видеnpnnC expE,2kTидыроквчистом(12.1)где n p – концентрация дырок, nn – концентрация электронов,Е –ширина запрещенной зоны, Т – абсолютная температура, k = 1,38 10–23Дж/К – постоянная Больцмана, С – некоторая постоянная.Удельной электропроводностью называется величина, обратнаяудельному сопротивлению .1.(12.2)Единицы измерения [ ] – 1/Ом м.Для полупроводников величина удельной электропроводностиможет быть определена по формулеce (n nnnpp).(12.3)Здесь с – удельная электропроводность чистых полупроводников,которая называется собственной,исоответственно,np–подвижность электронов и дырок.Подвижностьюv срEназывается скорость vср упорядоченного движенияносителей зарядов(электронов и дырок) при напряженности Е внешнего электрическогополя, равной единице.Приближенно можно считать, что подвижности электронов и дырокв чистом полупроводнике одинаковыnp , тогда, с учетомвыражения (12.1), получаемE.(12.4)с C1 exp2kTТаким образом, электропроводность чистых полупроводниковвозрастает с увеличением температуры полупроводника.12.2 Примесная проводимость полупроводниковПримесная проводимость реализуется при замещении базовыхатомов кристалла атомами другого вещества, валентность которогоотличается на единицу от валентности основных атомов.
Даже при198введении атомов примеси в малых концентрациях электропроводностьполупроводников значительно увеличивается.Полупроводник n–типа получается, если в чистый полупроводникдобавить примесь с валентностью, большей на единицу. Например,если в чистый четырехвалентный полупроводник германий (Ge)добавить пятивалентный мышьяк (As). Четыре электрона атомамышьяка образуют ковалентные связи с четырьмя валентнымиэлектронами атома германия (рис.12.3). Пятый же электрон атомамышьяка окажется избыточным. Для того чтобы оторвать его от атомамышьяка и превратить в свободный носитель заряда, требуетсязначительно меньшая, чем ширина запрещенной зоны, энергия Еi,называемая энергией ионизации примесей ( Еi< Е).ЕвакуумЗПGeAsдонорныйуровеньЕiВЗРис.
12.3Рис. 12.4В зонной модели введение в чистый германий атомов мышьякаозначает появление в запрещенной зоне вблизи дна зоны проводимостиуровней избыточных электронов атомов примеси. При температурах,близких к абсолютному нулю (Т 0К), избыточные электронынаходятся на этих уровнях, но уже при незначительных температурахпереходят в зону проводимости (рис.12.4).Следовательно, введение в германий пятивалентной примесиповышает в нем концентрацию электронов в зоне проводимости,которые и будут являться основными носителями заряда вполупроводнике n–типа.Уровни, способные отдавать электроны в зону проводимостиназываются донорными, а соответствующая примесь, создающаяэлектронную проводимость, – донорной примесью.Полупроводник р–типа получается, если в чистый полупроводникдобавить примесь с валентностью, меньшей на единицу.
Так, призамещении одного атома германия (Ge) трехвалентным атомом бора(В) одна связь окажется ненасыщенной электронами примеси199(рис.12.5). Т.е. образуется вакантное место – дырка. При повышениитемпературы на место этой дырки может перейти электрон соседнегоатома германия. Как и в случае n–полупроводника, для такого переходатребуется значительно меньшая, чем ширина запрещенной зоны,энергия Еi ( Еi< Е). Далее образовавшаяся в атоме германия дыркакак бы может свободно перемещаться по всему объемуполупроводника при переходе на ее место электронов соседних атомов.ЕвакуумЗПGeВакцепторныйуровеньЕiВЗРис. 12.5Рис.
12.6В зонной модели введение атомов бора в решетку германияприводит к возникновению вблизи потолка валентной зонынезаполненных уровней атомов примеси. При температурах, близких кабсолютному нулю, эти уровни остаются свободными. При небольшомповышении температуры электроны из валентной зоны переходят напримесный уровень, оставляя после себя в валентной зоне дырки(рис.12.6).Таким образом, введение в германий трехвалентной примесиповышает концентрацию дырок в валентной зоне, которые и будутявляться основными носителями заряда в полупроводнике р–типа.Уровни, способные захватывать валентные электроны, называютсяакцепторными, а соответствующая примесь – акцепторной.Удельная электропроводность примесных полупроводников можетбыть записана в видеEiС2 exp,(12.5)пр2kTгде Еi – энергия ионизации донорных или акцепторных примесей (взависимости от типа примесного полупроводника).В целом электропроводность полупроводника включает в себясобственную (12.4) и примесную (12.5) составляющие:C1 expE2kTC2 expEi.2kT(12.6)200Принебольшомповышениитемпературысобственнаяпроводимость полупроводника практически равна нулю, так какприобретенной электронами полупроводника тепловой энергии нехватаетдляпреодоленияСобственнаяlnзапрещеннойзоны.Припроводимостьповышении температуры (Т 350–400К)всеатомыпримесиПримеснаяполностьюионизируютсяипроводимостьнаступает примесное истощение.В этой области основную рольиграет собственная проводимостьполупроводника.График1 Т зависимостиудельнойэлектропроводностиРис.
12.7полупроводников от температуры,построенный в полулогарифмическом масштабе согласно формуле(12.6), показан на рис.12.7.12.3 Контактные явления в р–n переходеПриведем в контакт р– и n–полупроводники, как показано нарnрис.12.8. Основные носители заряда(дырки в р–полупроводнике иэлектроны в n–полупроводнике)начинают диффундировать черезграницу контакта (см.
сплошныелинии на рис.12.8) и тем самымсоздают ток, который называетсяiдифдиффузионным током iдиф .iпрПри этом часть носителей зарядарекомбинирует (т.е. электрон встаетРис. 12.8на место дырки), а другая часть втонком пограничном слое толщиной 10–6 – 10–4 см образует контактноеэлектрическое поле напряженностью E k . Если контактную разностьпотенциалов обозначить 0, то диффузионный ток равенEki дифС expe0kT.Под действием контактного поля начинает также происходитьобратное перемещение зарядов, которое называют током201проводимости iпр . Ток проводимости осуществляется неосновныминосителями заряда для каждой области, что показано на рис.12.8пунктиром.При отсутствии внешнего поля iдиф iпр и наступает равновесие.Следовательно, ток проводимости также равенiпрС expe0kT.(12.7)Рассмотрим включение р–n перехода во внешнюю цепь.Сразу следует заметить, что ток проводимости (12.7) от величиныконтактной разности потенциалов не зависит (а определяется толькоконцентрацией неосновных носителей заряда, которая обычнонезначительна) и при подключении к внешней цепи не изменяется.Диффузионный ток протекает в направлении, противоположномконтактному полю, и создается только теми основными носителямизаряда, энергия которых достаточна для преодоления контактнойразности потенциалов.
Следовательно, iдиф зависит от величиныразности потенциалов в контактном поле и при подключении р–nпереходаквнешнемуuнапряжениюбудетiдифизменяться.ЕkрnПриложимкр–nпереходу внешнее прямоенапряжение u (рис.12.9).Величинаконтактнойразностипотенциаловiдифуменьшится и станет равнойiпр( 0 – u).ПриэтомРис. 12.9диффузионныйтоквозрастет и станет равным:i дифC expe(0u)kTC expe0kTexpeu.
(12.8)kTС учетом формулы (12.7) имеемi дифiпр expeu.kT(12.9)Следовательно, результирующий ток i через р–n переход припрямом включении запишется202i i дифi прi пр expuЕkрeukT1i пр expeukTi диф .(12.10)Приложим теперь к р–nпереходувнешнеенапряжение u в обратномнаправлении (рис.12.10).Так как внешнее полетеперьсовпадаетпонаправлению с собственнымконтактнымполем,токонтактнаяразностьпотенциаловвозрастетистанет равной ( 0 + u). ПриэтомдиффузионныйтокniдифiпрРис. 12.10уменьшится:i дифiпр expeu.kT(12.11)В результате полный ток i через р-n переход будет практическиравен току проводимостиii прi дифi пр 1 expeukTiпр ,(12.12)который является током неосновных носителей заряда и поэтому оченьмал (на несколько порядков меньше тока при прямом включении р–nперехода).Описанные явления лежат в основе работы полупроводниковыхдиодов, которые используются в качестве выпрямителей тока, втехнике СВЧ, импульсной технике и имеют различное устройство ипараметры в зависимости от своего назначения.ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА № 132Исследование параметровполупроводникового кристаллического диодаЦель работы: снятие вольт–амперной характеристики при прямоми обратном включении диода; определение сопротивления диода припрямом включении.203Методика измеренийПолупроводниковые диоды изготавливаются обычно из германияили кремния и могут быть точечными или плоскостными взависимости от того, в точке или плоскости происходит контакт двухобластей с разным типом проводимости.
В данной работе исследуютсяхарактеристики точечного германиевого диода.Вольт–ампернаяхарактеристикадиодаi(мА)(зависимостьтокаотнапряжения)показананарис.12.11. Она состоит из двухuiветвей: при прямом включении(u > 0) и обратном (u < 0). Длянаглядности прямая и обратная0u(В)uветви вычерчены в разноммасштабе, поскольку прямой токi (мкА)измеряется в миллиамперах, аРис. 12.11обратный – в микроамперах.Выпрямляющиесвойствакристаллическогодиодахарактеризуютсякоэффициентомвыпрямления, равному отношению токов для прямого и обратноговключения при одной и той же величине напряжения:iпри u const(12.13)iгде i – прямой, i – обратный токи.Другой параметр кристаллического диода – величина внутреннегосопротивления Ri при прямом включении, т.е.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
