Полупроводниковые материалы

К полупроводникам относятся материалы с удельным электрическим сопротивлением 10^-5 - 10⁸ Ом· м. Простые полупроводники: германий, кремний, се­лен, теллур, бор, углерод, фосфор, сера, сурьма, мышьяк, серое оло­во, йод, и некоторые химические соединения. Полупроводники облада­ют рядом характерных только для них свойств, резко отличающихся от проводников: в большом интервале температур их удельное сопротивление уменьшается, т.е. они имеют отрицательный температурный коэф­фициент удельного сопротивления; при введении в полупроводник малого количества примесей их удельное сопротивление резко изменяется; полупроводники чувствительны к различного рода внешним воз­действиям - свету, ядерному излучению, электрическому и магнит­ному полям, давлению и т.д.

Полупроводниками являются соединения различных элементов, соответствующие общим фор­мулам:

- двойные (бинарные) соединения: A^|B^V|| (CuCl, AgBr); A^|B^V| (Cu₂O, CuS); A^|B^V (KSb, K₃Sb); А^||B^V|| (ZnCI₂, CdCl₂); A^||B^V| (ZnO, ZnS, СdS); A^||B^V (ZnSb, Mg₃Sb₂); A^||B^|V (Mg₂Sn, СаSi); A

BV| (GaS); A

BV (GaP, GaAs, InSb); A|VB|V; AVBV|; AV|BV|; - тройные соединения: A|B

BV|2 (CuAlS2, CuInS2); A|BVBV|2; A|BV

BV2 ; A|VBVBV|2; - твердые растворы: GeSi, GaAs1-xPx и др. Собственные и примесные полу­проводники. Как и в металлах, электрический ток в полупровод­никах связан с дрейфом носителей заряда. Но если в металлах нали­чие свободных электронов обус­ловлено природой металлической связи, то появление носителей за­ряда в полупроводниках определя­ется рядом факторов, важнейшими из которых являются чистота ма­териала и температура. В зависи­мости от степени чистоты полу­проводники подразделяют на соб­ственные и примесные. Полупроводник, в котором в результате разрыва связей образу­ется равное количество свободных электронов и дырок, называется собственным. Каждый атом на своей внешней оболочке содержит четыре элект­рона. Каждый из этих электронов создает пару с электроном соседнего атома, образуя ковалентную связь. С повышением температуры некоторые электроны разрывают ковалентную связь и переходят в зону проводимости (рис.27, а). Рис.27 В кристалле собственного полу­проводника каждому электрону в зоне проводимости соответству­ет одна дырка, оставленная им в валентной зоне. В этом случае свободный электрон обладает большей энергией, на значение энергии ши­рины запрещенной зоны. Так как при каждом акте возбуждения в собственном полупро­воднике одновременно создаются два носителя заряда противоположных знаков, то общее количество носителей заряда в 2 раза боль­ше числа электронов в зоне проводимости. При приложении к кристаллу внешнего электрического поля сво­бодные электроны перемещаются против поля (из-за отрицатель­ного заряда), а дырки - в направлении поля. Но электроны, хотя и движутся в противоположном на­правлении, создают обычный ток, совпадающий с внешним прило­женным полем. Следовательно, электронный и дырочный токи те­кут в одном и том же направлении и поэтому складываются. Для большинства полупровод­никовых приборов используются примесные полупроводники. Полу­проводник, имеющий примеси, назы­вается примесным, а проводимость, созданная введенной примесью, на­зывается примесной проводимостью. Если в полупроводник IV груп­пы таблицы Менделеева ввести в качестве примеси мышьяк, то ато­му примеси для завершения ковалентных связей с атомами основно­го вещества необходимо четыре ва­лентных электрона. Пятый электрон атома примеси в ковалентной связи не участвует. Со своим атомом он связан силой ку-лоновского взаимодействия. Энер­гия этой связи невелика (сотые доли электрон-вольта). Так как при ком­натной температуре тепловая энер­гия kT= 0,026 эВ, то очевидно, что при этой температуре происходит ионизация примесных атомов мы­шьяка вследствие отрыва пятого ва­лентного электрона, который ста­новится свободным. Наряду с ионизацией примеси может происходить и ионизация атомов основного вещества. Но в области температур ниже той, при которой имеет место значительная собственная проводимость, число электронов, оторванных от примеси, значительно больше числа электронов и дырок, образовавшихся в результате разрыва ковалентных связей. Следовательно, преобладающее значение в проводимости кристалла имеют электроны, и поэтому они назы­ваются основными носителями заряда, а дырки - неосновными. Такой полупроводник называется электронным, или п-типа, а при­месь, отдающая электроны, носит название донорной. На энергетической диаграмме наличие примеси в решетке по­лупроводника характеризуется появлением локального энергети­ческого уровня, лежащего в запрещенной зоне. Так как при ионизации атома мышьяка образуется свободный электрон и для его отрыва требуется значительно меньшая энергия, чем для разрыва ковалентных связей кремния, то энергетический уро­вень донорной примеси должен располагаться в запрещенной зоне на небольшой глубине под «дном» зоны проводимости (рис. 27, б). Если в полупроводник IV группы таблицы Менделеева ввести элемент III группы, например алюминий, то все три валентных элек­трона примесного атома будут участвовать в образовании кова­лентных связей, одна из четырех связей с ближайшими атомами основного вещества окажется незавершенной. В неза­полненную связь около атома алюминия благодаря тепловой энер­гии может перейти электрон от соседнего атома основного веще­ства. При этом образуются отрицательный ион алюминия и сво­бодная дырка, перемещающаяся по связям основного вещества и, следовательно; принимающая участие в проводимости кристалла. Примесь, захватывающая электроны, называется акцепторной. Для образования свободной дырки за счет перехода электрона от атома основного вещества к атому примеси требуется значительно меньше энергии, чем для разрыва ковалентных связей кремния. Поэтому количество дырок может быть значительно больше коли­чества свободных электронов и проводимость кристалла будет дырочной. В таком полупроводнике основными носителями заря­да являются дырки, а неосновными - электроны. Полупроводник с акцепторными примесями называется дыроч­ным полупроводником или р-типа. На энергетической диаграмме, представленной на рис.27,в, ак­цепторная примесь имеет энергетический уровень Wa, расположен­ный на небольшом расстоянии над потолком валентной зоны. При ионизации акцепторной примеси происходит переход электрона из валентной зоны на уровень Wa, а в валентной зоне появляется дыр­ка, которая и является свободным носителем заряда. В полупроводниках могут одновременно содержаться донорная и акцепторная примеси. Такие полупроводники называются ком­пенсированными. Электропроводность полупроводников. В собственном полупроводнике носителями заряда являются свободные электроны и дырки, концентрации которых одинако­вы. При наличии внешнего электрического поля плотность элект­ронной составляющей тока, который протекает через собственный полупроводник, т. е. число электрических зарядов переносимых за единицу времени через единицу площади, перпендикулярной на­правлению электрического поля, Jn = q·n·vn где q = 1,6-10-19 - заряд электрона, Кл; п - концентрация электро­нов зоны проводимости, м-3; vn - средняя скорость упорядоченно­го движения электронов, возникшая под действием электрическо­го поля (дрейфовая скорость), м/с. Обычно скорость vn пропорциональна напряженности поля: Vn = μn·E где μn - коэффициент пропорциональности, называемый подвиж­ностью, м2/(В·с). Закон Ома в дифференциальной форме: Jn = E·σn = E/ρn , где σn = q·n·μn - удельная электрическая проводимость полупровод­ника, обусловленная электронами, См/м; ρ = 1/σ - удельное элект­рическое сопротивление, Ом·м. Аналогично, дырочная составляющая плотности тока для соб­ственного полупроводника: Jp = E· q·p·μp, где р - концентрация дырок валентной зоны, м-3; μp - подвижность дырок, м2/(В·с). Удельная электрическая проводимость полупроводника, обус­ловленная дырками, σp= q·p·μp. Суммарная плотность тока через собственный полупроводник j = jn + jp = (q·n·μn + q·p·μp)E. Удельная электрическая проводимость собственного полупро­водника σi = σn + σp = q·n·μn + q·p·μp = q·ni(μn + μp). В примесном полупроводнике при комнатной температуре при­месь полностью ионизирована и, следовательно, проводимость оп­ределяется свободными подвижными носителями заряда, электро­нами и дырками в n- и p-полупроводниках соответственно: σn = q·nn·μn , σp = q·pp·μp, где пn и рp - концентрация основных носителей заряда электронов и дырок соответственно. Так как концентрация и подвижность свободных носителей за­ряда зависят от температуры, то и удельная проводимость также зависит от температуры. При этом для концентрации свободных носителей заряда характерна экспоненциальная зависимость, а для подвижности - степенная. Для собственного полупроводника, у ко­торого ΔW » kT, и с учетом того, что степенная зависимость сла­бее экспоненциальной, можно записать где ΔW - ширина запрещенной зоны; k - постоянная Больцмана; Т- абсолютная температура; σ0 - множитель, не зависящий от тем­пературы; он должен выражать σ при Т = , т.е. когда все валент­ные электроны перешли в зону проводимости. График зависимости σ(T) удобно построить, прологарифми­ровав это выражение: ln σ = ln σ0 – ΔW / kT. Для примесного полупроводника электропроводность: , где ΔWa - энергия ионизации примесей. На рис.28 представлена температурная зависимость полупроводника с различной концентрацией примеси. Рис. 28 Повышение удельной проводимости полупроводника с увеличением Т в области низких темпера­тур обусловлено увеличением концентра­ции свободных носителей заряда за счет ионизации примеси (рис. 28, участки ab, de,kl). Наклон примесного участка кривой за­висит от концентрации примесей. С рос­том концентрации атомов примеси в по­лупроводнике уменьшается наклон кривой к оси абсцисс, и она располагается выше. Это объясняется тем, что наклон прямой в области примесной проводимости опре­деляется энергией ионизации примеси. С увеличением концентрации примеси энер­гия ионизации уменьшается и соответ­ственно уменьшается наклон прямых. При дальнейшем повышении температуры наступает истощение примеси - полная ее ионизация. Собственная же электропроводность заметно еще не проявляется. В этих условиях концентрация свобод­ных носителей от температуры не зависит, и температурная зависи­мость удельной проводимости полупроводника определяется зави­симостью подвижности носителей заряда от температуры. Резкое уве­личение удельной проводимости при дальнейшем росте температуры соответствует области собствен­ной электропроводности. В сильных электрических по­лях нарушается линейность за­кона Ома j = σ·Е. Минимальную напряженность электрического поля, начиная с которой не вы­полняется линейная зависимость тока от напряжения, называют критической. Эта граница не является резкой и определенной и зависит от природы полупровод­ника, концентрации примесей, температуры окружающей среды. Так как удельная проводимость определяется концентрацией свободных носителей заряда и их подвижностью, то линейность закона Ома нарушается в том случае, когда по крайней мере одно из этих значений зависит от напряженности электрического поля. Если изменение абсолютного значения скорости свободного но­сителя заряда под действием внешнего поля на среднем пути меж­ду соударениями сравнимо с тепловой скоростью, то подвижность носителей заряда зависит от электрического поля, причем она мо­жет увеличиваться или уменьшаться в зависимости от температу­ры окружающей среды. Воздействие сильного электрического поля приводит к значительному росту концентрации свободных носи­телей заряда. Под воздействием внешнего электрического поля напряженно­стью Е на полупроводник его энергетические зоны становятся на­клонными. На рис.29 представлены электрические зоны полупроводника в сильном электрическом поле. Рис.29 В сильном электричес­ком поле при наклоне зон возможен переход электрона из валент­ной зоны и примесных уровней в зону проводимости без измене­ния энергии в процессе туннельного «просачивания» электронов через запрещенную зону. Этот механизм увеличения концентрации свободных носителей под действием сильного электрического поля называют электростатической ионизацией, которая возможна в электрических полях с напряженностью примерно 108 В/м. На рис.30 представлена зависимость проводимости полупроводника от напряженности внешнего электрического поля. Рис.30 На рис.30 участок 1 соответствует выполнению линейности закона Ома, 2 - тер­моэлектронной ионизации, 3 -электростатической и ударной ионизации, 4 - пробою. Проводимость твердого кри­сталлического тела изменяется от деформации из-за увеличе­ния или уменьшения (растяжение, сжатие) междуатомных расстояний приводит к изме­нению концентрации и под­вижности носителей заряда. Концентрация меняется вследствие изменения шири­ны энергетических зон полу­проводника и смещения при­месных уровней, что приво­дит к изменению энергии активации носителей заряда и, следовательно, к уменьше­нию или увеличению концен­трации. Подвижность меня­ется из-за увеличения или уменьшения амплитуды ко­лебания атомов при их сбли­жении или удалении. Изменение удельной проводимости полупроводников при оп­ределенном виде деформации характеризует тензочувствителъность: , которая представляет собой отношение относительного изменения удельного сопротивления к относительной деформации в данном направлении. Фотопроводимость полупроводников. Перевод электрона в свободное состояние или образование дыр­ки может осуществляться также под воздействием света. Энергия падающего на полупроводник света передается электронам. При этом энергия, передаваемая каждому электрону, зависит от часто­ты световых колебаний и не зависит от яркости света (силы света). С увеличением яркости света возрастает число поглощающих свет электронов, но не энергия, получаемая каждым из них. Для определенного полупроводника существует пороговая дли­на волны, определяемая энергией кванта, достаточной для возбуж­дения и перехода электрона с самого верхнего уровня валентной зоны на самый нижний уровень зоны проводимости, т.е. равная ширине запрещенной зоны. Фотопроводимость полупроводника определяется: σф = q·Δn·μn где Δn - дополнительное число электронов, образовавшихся в по­лупроводнике вследствие облучения его светом. Освобожденные светом электроны находятся в зоне проводи­мости очень короткое время (10-3 – 10-7 с). При отсутствии внешне­го электрического поля они хаотически перемещаются в между­атомных промежутках. Когда к кристаллу приложена разность по­тенциалов, они участвуют в электропроводности. После окончания освещения образца электроны переходят на более низкие энерге­тические уровни - примесные или в валентную зону. При непре­рывном освещении полупроводника устанавливается динамичес­кое равновесие между образующимися дополнительными (нерав­новесными) носителями и уходящими на нижние уровни, т.е. устанавливается динамическое равновесие между процессами ге­нерации носителей заряда и их рекомбинацией.