Эффекты сильного поля
Эффекты сильного поля. Пока напряженность электрического поля Е мала среднюю скорость теплового движения электронов <V> можно считать неизменной, подвижность носителей и электропроводность также не зависят от поля, вследствие чего выполняется закон Ома: ток в проводнике пропорционален приложенному напряжению.
Если напряженность электрического поля возрастает настолько сильно, что наступает существенное отклонение от закона Ома, что приводит к уменьшению подвижности с ростом поля, к насыщению дрейфовой скорости свободных носителей заряда
Рис. 7 10 Насыщение дрейфовой скорости электронов и дырок
Рис 7 11. Зонная структура арсенида галлия в направлении [100] (а), и изменение скорости дрейфа электронов с увеличением напряженности электрического поля (б)
В полупроводниках типа AIUBV с ростом поля наблюдается эффект дрейфовой нелинейности. Он был открыт Ганном в арсениде галлия и назван эффектом Ганна.
На ряс. 7.11, а показана энергетическая структура зоны проводимости арсенида галлия с двумя минимумами; второй минимум располагается выше первого на расстоянии 0,36 эВ. В нормальных условиях электроны зоны проводимости размещаются в первом минимуме и обладают подвижностью 0,5 В/м2-с. При приложении к кристаллу внешнего поля электроны приобретают дрейфовую скорость и электроны при энергии (достаточной для перехода в верхний минимум) переходят вверх, где значительно меньшая подвижностью ≈ 0,01 В/м2-с). Такой переход сопровождается резким уменьшением скорости дрейфа.
В импульсном режиме генераторы Ганна работа на частотах свыше 150 ГГц и более, обеспечивая на частотах сантиметрового диапазона мощности до нескольких киловатт в импульсном и нескольких ватт в непрерывном режиме при к. п д. до 30%.
Термоэлектронная ионизация Френкеля. Электрическое поле, созданное в полупроводнике, действуя на электрон, связанный с атомом примеси, понижает потенциальный барьер, удерживающий его около атома. Это приводит к увеличению вероятности перехода электрона в зону проводимости и росту концентрации свободных электронов в полупроводнике в области низких температур. Теория этогф явления, получившего название термоэлектронной ионизации, была развита Я. И. Френкелем.
Ударная ионизация. При разогреве электронного газа в сильном электрическом поле электроны зоны проводимости могут приобрести энергию, достаточную для переброса электронов из валентной зоны в зону проводимости. Концентрация свободных носителей заряда лавинно возрастает. Такой механизм размножения свободных носителей называют ударной ионизацией.
Электростатическая ионизация. В полях высокой напряженности возможен переход электронов из валентной зоны в зону проводимости также путем туннельного просачивания через запрещенную зону называется эффектом Зинера (электростатической ионизацией).
Явление сверхпроводимости
Рис. 7.12. Скачкообразное изменение сопротивления проводников при переходе в сверхпроводящее состояние
Сущность сверхпроводимости состоит в приобретении веществом идеальной проводимости. Из чистых металлов лучшими сверхпроводниками оказались наиболее высокоомные — свинец, ниобий, олово, ртуть и др. Свойства веществ при низких температурах начинают использовать в радиоэлектронике. Возникшая на этой базе новая область называется криоэлектроникой.
К криоэлектронным приборам относят криотронные переключатели, генераторы, усилители, резонаторы, преобразователи частоты, фильтры, линии задержки, и другие приборы.
КОНТАКТНЫЕ И ПОВЕРХНОСТНЫЕ ЯВЛЕНИЯ
РАБОТА ВЫХОДА
Ряс. 8.1. Изменение потенциальной энергии электрона
с удалением его от поверхности металла
Рис. 8.2. Работа выхода электронов из полупроводника: Xо — термодинамическая работа выхода; Xвн — внешняя работа выхода; Xi — работа выхода электрона из глубины валентной зоны
ТЕРМОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ
При повышении температуры появляются электроны, обладающих кинетической энергией, превышающей высоту потенциального барьера. Такие электроны способны выходить из металла («испаряться»). Поэтому нагретый металл испускает электроны. Это явление получило название термоэлектронной эмиссии. Поместив вблизи нагретого металла проводник и создав между ним и металлом электрическое поле, можно получить термоэлектронный ток.
Плотность тока термоэлектронной эмиссии j равна:
(8.6)
Соотношение (8.6) называют формулой Ричардсона—Дешмена, а коэффициент А — постоянной Ричардсона. Логарифмируя (8.6), получаем
(8.8)
График этой функции изображен на рис. 8.6.
Рис. 8.6. Зависимость плотности тока термоэлектронной эмиссии от