Основы полупроводниковой электроники. Яровой Г.П - 22 стр.

UptoLike

ВУЗ: 

СГАУ | Самара

Составители: 

Рубрика: 

43
чительном (по сравнению с kT) расстоянии и потому подчи-
няется распределению Максвелла−Больцмана. Именно по
этой причине, как мы увидим далее, старая теория свободных
электронов Друде−Лоренца, установленная первоначально
для металлов, вполне применима к полупроводникам, хотя,
как сейчас известно, к металлам она как раз неприменима.
3.4. Собственные полупроводники
Собственные свойства полупроводника проявляются
только тогда, когда он достаточно хорошо очищен. Требуемая
степень чистоты зависит от ширины зоны и температуры.
Так, германий, имеющий при комнатной температуре запре-
щенную зону шириной 0,665 эВ, будет вести себя как чистый
полупроводник только в случае наличия в нем примесей в ко-
личестве меньшем, чем одна часть на 10
10
. У кремния (шири-
на запрещенной зоны 1,12 эВ) при такой температуре требуе-
мое отношение еще больше: одна часть на 10
13
. Для приго-
товления полупроводниковых кристаллов такой высокой чис-
тоты разработаны специальные методы.
Проводимость полупроводника определяется занятостью
состояний как нижней, валентной, зоны, так и верхней – зоны
проводимости. При обычных температурах полупроводник
обладает проводимостью и этим отличается от изолятора.
Выясним причины, приводящие к изменению занятости со-
стояний как функции температуры в обеих зонах.
Как установлено ранее, зонная структура полупроводни-
ков такова, что число разрешенных состояний в валентной
зоне точно соответствует количеству покидающих ее валент-
ных электронов. При абсолютном нуле в идеальном полупро-
воднике валентные электроны будут занимать все состояния
в валентной зоне, а зона проводимости становится незаселен-
ной. Причина непроводимости кристалла заключается в сле-
дующем. Под действием приложенного электрического поля
не изменяется число состояний в валентной зоне, поскольку
44
плотность состояний задана формой зон Бриллюэна и элек-
тронной структурой твердого тела. Нет изменений и в засе-
ленности уровней, так как все состояния уже заняты, а внут-
ренние переходы между состояниями не имеют физического
смысла из-за неразличимости электронов. В то время как в
теории свободных электронов электрическое поле приводит к
изменению общего импульса, в зонной модели это не наблю-
дается. Ускоренные вблизи границы зоны электроны отра-
жаются к противоположной границе, и потому распределение
импульсов остается прежним.
В полупроводнике при обычной температуре тепловое
возбуждение приводит к перебросу части электронов из
верхней части валентной зоны (через запрещенную зону) на
дно зоны проводимости. Это эквивалентно разрушению не-
которых валентных связей в кристалле. При комнатной тем-
пературе величина тепловой энергии kT=0,026 эВ; у электро-
нов энергии распределяются вокруг этого среднего значения.
Поскольку величина ширины запрещенных зон полупровод-
ников находится в пределах 0,1-2 эВ, количество перешед-
ших в зону проводимости электронов очень мало. Это, в ча-
стности, справедливо для полупроводников с большой за-
прещенной зоной. У полупроводников с запрещенной зоной
большей, чем 1 эВ, занятость состояний будет определяться
уровнем всегда присутствующих примесей, а не собственны-
ми тепловыми носителями. Как увидим далее, с увеличением
температуры вследствие теплового возбуждения наблюдается
экспоненциальный рост концентрации носителей заряда. В
связи с этим возникают вакантные состояния в валентной зо-
не, т.е. концентрация дырок, равная по величине концентра-
ции электронов в зоне проводимости.
Переход электронов в зону проводимости создает необхо-
димое условие для проявления электропроводности при на-
личии электрического поля. Прежде всего, рассмотрим элек-
троны в зоне проводимости. Здесь ситуация похожа на слу-
чай с металлом, в котором электроны проводимости занима-
ют состояния по соседству с пустыми состояниями, отве-

Страницы