Электроника / ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ПРИБОРЫ

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ПРИБОРЫ

ГЛАВА 1.ЭЛЕКТРОПРОВОДНОСТЬ ПОЛУПРОВОДНИКОВ

1.1. Собственный (беспримесный) полупроводник

К полупроводникам относят материалы, которые при комнатной температуре имеют удельное электрическое сопротивление ρ от 10-3 ÷ 10-2 Ом∙см до 108 ÷ 1010Ом∙см. Проводники (металлы) – это материалы со значительно меньшим сопротивлением (ρ = 10-6 ÷ 10-4 Ом∙см), а

непроводники (диэлектрики или изоляторы) – со значительно большим сопротивлением (ρ = 1018 ÷ 1024 Ом∙см).

Различие между полупроводниками и диэлектриками в отношении электропроводности только количественное. У металлов и полупроводников существенно различен характер электропроводности. Характерным свойством полупроводников является резко выраженная зависимость удельной электропроводности от температуры, интенсивности света и ионизирующих излучений. Электропроводность твердого тела связана с наличием в нем свободных элементарных зарядов, способных перемещаться под действием приложенного к телу электрического поля и образовывать электрический ток.

В соответствии с зонной теорией изолированный атом вещества характеризуется дискретным спектром возможных (разрешенных) энергий электронов, электроны, расположенные ближе к ядру, обладают меньшей энергией сравнительно с более удаленными. При объединении атомов в кристаллическую решетку вся совокупность атомов характеризуется единым энергетическим спектром, состоящем не из отдельных разрешенных уровней,

а из разрешенных зон, каждая зона образуется разрешенными уровнями всех атомов кристаллической решетки данного тела (рисунок 1.1). Поскольку число атомов даже в микроскопическом объеме кристалла весьма велико, то

3

энергетические расстояния между отдельными уровнями не превышают 10-17

эВ, то есть разрешенные зоны практически можно считать непрерывными.

Ширина зон и расстояния между ними определяются степенью связи между атомами вещества и не зависят от количества электронов (от размеров тела).

Если энергия, соответствующая переходу электрона отдельного атома с одного уровня на другой, невелика, то после объединения атомов в кристалл соседние зоны могут перекрываться.

Для оценки электрических свойств вещества достаточно рассмотреть две последние разрешенные зоны спектра: валентную (основную) зону и зону проводимости (свободную).

Валентная зона соответствует энергии электронов, составляющих наружную (валентную) оболочку атома. Если электрон валентной зоны получит дополнительную энергию (за счет повышения температуры,

ионизирующего облучения и так далее), то он может перейти на еще более высокий энергетический уровень, соответствующий зоне проводимости.

Обладая энергией зоны проводимости, электроны теряют связь с ядром атома и в отсутствие электрического поля хаотически перемещаются между атомами. Под действием поля их движение становится направленным,

образуется электрический ток. В общем случае между основной и свободной зонами существует некоторое энергетическое расстояние ∆ε, называемое запрещенной зоной. Чтобы электрон перешел из валентной зоны в свободную, его энергия должна превышать верхний уровень валентной зоны

εвв на величину, не меньшую ∆ε = εпн - εвв, где εпн–низший уровень энергий зоны проводимости. Величина запрещенной зоны ∆ε – это основной параметр, определяющий электрические свойства вещества.

4

ε	ε	ε

εп

εв

εo		εo		εo
	а)		б)		в)

Рисунок 1.1 – Разрешенные энергетические уровни изолированного атома (а), системы из двух атомов (б) и кристалла (в) в условном масштабе; Е0 – уровень энергии ядра; Еп –

уровень энергии зоны проводимости; Ев – уровень энергии валентной зоны.

Высокая удельная электропроводимость металлов объясняется тем, что валентная и основная зоны перекрываются, запрещенная зона между ними полностью отсутствует (рисунок 1.2,а). Валентные электроны атомов металла хаотически перемещаясь между атомами, образуют так называемый электронный газ. Даже при температуре абсолютного нуля и отсутствии ионизирующих излучений металл обладает высокой электропроводностью. Диэлектрики и полупроводники имеют запрещенную зону (рисунок 1.2,б,в)значительной величины (∆ε = 3 ÷ 8 эВ

для изоляторов и ∆ε = 0.5 ÷ 3 эВ для полупроводников). При температуре абсолютного нуля, отсутствии радиации и сильных электрических полей все энергетические уровни валентной зоны заняты электронами, а зона проводимости пуста. В материале нет электронов, способных перемещаться под действием электрического поля, и проводимость, как изолятора, так и полупроводника в этих условиях равна нулю. Изоляторы

5

вследствие большой ширины запрещенной зоны сохраняют близкую к нулю

проводимость и при повышенной температуре.

ε

εп

εв

а)

ε

εп

Δε

εв

б)

ε

εп

εпн

Δε

εвв

εв

в)

Рисунок 1.2 – Энергетические зоны электронов в металле (а), полупроводнике (б) и

диэлектрике (в) (в условном масштабе); еп– энергия зоны проводимости; ев – энергия валентной зоны.

У полупроводников запрещенная зона уже, чем у диэлектриков,

поэтому даже при комнатной температуре, часть электронов (за счет тепловых колебаний кристаллической решетки) приобретает энергию,

достаточную для преодоления запрещенной зоны, и переходит в зону проводимости. Полупроводник приобретает способность проводить электрический ток.

Проводимость полупроводникового материала, обусловленную электронами, перешедшими в зону проводимости, называют электронной,

или проводимостью n – типа. Переход валентных электронов в зону проводимости создает свободные энергетические уровни в валентной зоне

(дырки).

Движение валентных электронов от атома к атому в валентной зоне энергий соответствует хаотическому перемещению незанятого разрешенного

6

уровня, то есть перемещению дырки (как в энергетическом, так и в пространственном смысле). Под действием внешнего электрического поля хаотическое движение дырок становится упорядоченным; дырки перемещаются по направлению поля.

Проводимость полупроводникового материала, обусловленную дырками в валентной зоне энергий, называют дырочной, или проводимостью

р – типа.

Процесс перехода валентных электронов в зону проводимости и образования пар свободный электрон – дырка носит название генерации.

Наряду с процессом генерации свободных электрических зарядов в полупроводнике идет и обратный процесс, называемый рекомбинацией. С

энергетической точки зрения под рекомбинацией понимают возвращение электрона из зоны проводимости в валентную зону; при этом происходит исчезновение пары свободных электрических зарядов противоположного знака: отрицательного заряда – электрона в зоне проводимости и положительного заряда – дырки в валентной зоне. При неизменном уровне внешнего воздействия (например, при постоянной температуре) процессы генерации и рекомбинации уравновешены; концентрация свободных электронов и дырок в полупроводнике остается неизменной. Таким образом,

при t° = const каждый свободный носитель заряда существует некоторое среднее время – время жизни, величина которого зависит от вероятности встречи носителя с зарядом противоположного знака (в частности, от концентрации носителей), условий рекомбинации и прочее.

Итак, электрическая проводимость беспримесного полупроводника

(собственная) обусловлена электронами, перешедшими в зону проводимости,

и дырками в валентной зоне, образовавшимися в результате ухода валентных электронов. Общая удельная электропроводность

q(n· n p· p )	(1.1)
	7

qn( n p )

где q– заряд электрона;

n– концентрация электронов; p– концентрация дырок;

V

n Eср – подвижность электронов в зоне проводимости (средняя скорость направленного дрейфа электронов в поле единичной напряженности);

μp– подвижность дырок в валентной зоне.

В чистом полупроводниковом материале (такие полупроводники называют собственными, или типа i) количество дырок равно количеству свободных электронов pi = ni.

Проводимость собственного полупроводника (проводимость типа i) (1.2)

Удельная электропроводность полупроводника существенно зависит от температуры. У собственного полупроводника она возрастает с ростом температуры приблизительно по экспоненциальному закону (рисунок 1.3),

что объясняется экспоненциальным увеличением концентрации электронов и дырок. Подвижность дырок и электронов с ростом температуры несколько уменьшается, что связано с сокращением эквивалентных межатомных расстояний при повышении температуры из-за повышения интенсивности колебаний атомной решетки. Однако рост концентрации носителей с ростом температуры резко преобладает над уменьшением подвижности, что в результате и дает резкое увеличение проводимости.

8

σi

T°К

0

Рисунок 1.3 – Зависимость удельной проводимости собственного полупроводника от

абсолютной температуры

Заметим, что у металлов, где концентрация свободных носителей не увеличивается с ростом температуры, имеет место снижение проводимости вследствие уменьшения подвижности электронов.

1.2. Примесный полупроводник

Примесные полупроводники представляют собой чистые полупроводники, легированные малой, но строго регламентированной дозой примесей. В зависимости от соотношения валентностей основных и примесных атомов различаются примесные полупроводники n – и p – типа, в

первых преобладает электронная, у вторых– дырочная проводимости.

Полупроводники n – типа содержат примеси большей сравнительно с основным веществом валентности. Например, для элементов четвертой группы валентности (германий, кремний) используется пятивалентная

(донорная) примесь (фосфор, сурьма, мышьяк). Примесные атомы внедряются в узлы кристаллической решетки основного материала (рисунок

1.4,а). Четыре электрона примесного атома участвуют в устойчивых

9

ковалентных связях с соседними основными атомами, пятый валентный электрон от этих связей свободен. Уже при комнатной температуре в результате тепловых колебаний атомов он легко отрывается от атома и свободно движется в кристаллической решетке полупроводника.

Образующийся при этом положительный ион примеси остается в узле кристаллической решетки и не принимает участия в создании электрического тока.

С точки зрения зонной теории примесные атомы, введенные в

кристаллическую решетку полупроводника, образуют в запрещенной зоне дополнительные разрешенные энергетические уровни. Уровни энергии пятивалентных электронов донорной примеси расположены вблизи нижней границы зоны проводимости; энергия перехода ∆ε1 пятого электрона в эту зону (энергия ионизации примеси) не превышает 0,01 ÷ 0,04 эВ (рисунок 1.4,

б). Это значит, что уже при комнатной температуре примесные атомы оказываются практически полностью ионизированными. Электроны переходят в зону проводимости и становятся свободными носителями зарядов.

+4 +4 +4 +4

+5

+4 +4 +4

+4

+4

+4

+4

а)

1

ε

εп

2

ε

εв

б)

Рисунок 1.4 - Электронный полупроводник: а – плоская модель кристаллической решетки;

б – энергетическая диаграмма.

10

Для перехода электронов, участвующих в ковалентных связях, на освободившиеся уровни пятых электронов нужна практически такая же энергия (∆ε2), как и для перехода их в зону проводимости (германий – 0,72эВ,

кремний – 1,12 эВ), оставляя дырки в валентной зоне. Поэтому при нормальной температуре (при ∆εт.ср. ≈ 0,026 эВ) сравнительно небольшое число таких электронов в результате термогенерации попадает в зону проводимости, оставляя в валентной зоне дырки. Концентрация дырок в полупроводнике n – типа (электронном) pn оказывается на несколько порядков меньше концентрации электронов nn.

pn nn

Следовательно, электропроводность полупроводника n – типа носит ярко выраженный электронный характер, основными носителями зарядов являются электроны, неосновными – дырки.

Концентрация дырок в примесном электронном полупроводнике намного меньше концентрации дырок в собственном полупроводнике при одинаковой температуре, поскольку большое количество свободных примесных электронов повышает интенсивность рекомбинации дырок по сравнению с собственным полупроводником.

Удельная электропроводность электронного полупроводника

n q nn n pn p qnn n

(1.3)

Полупроводники p – типа (дырочные) содержат примесь меньшей валентности по сравнению с основным материалом. Например, для четырехвалентного основного полупроводника (германий, кремний)

используется трехвалентная примесь (индий, бор, алюминий). Атомы примеси в процессе изготовления полупроводника внедряются в узлы кристаллической решетки основного материала (рисунок 1.5,а).

11

+4 +4 +4 +4

+3

+4 +4 +4

+4

+4

+4

+4

а)

εп

1

ε

2

ε

εв

б)

Рисунок 1.5 – Дырочный полупроводник: а – плоская модель кристаллической решетки; б

– энергетическая диаграмма.

Для образования ковалентных электронных связей с соседними основными атомами у атомов примеси недостает по одному валентному электрону. Недостающие электроны захватываются у соседних атомов основного вещества. Переход электронов к примесным атомам приводит к образованию неподвижных отрицательных ионов примеси и подвижных дырок (незаполненных валентных связей). При комнатной температуре в результате теплового движения дырка легко замещается валентным электроном соседнего основного атома, при этом снова образуется вакантная связь и так далее. Таким образом, дырка свободно перемещается внутри кристаллической решетки полупроводника. Отрицательные ионы примеси прочно удерживаются в узлах решетки и в образовании электрического тока участия не принимают.

Зонная теория показывает, что дополнительные разрешенные уровни энергии, привнесенные акцепторной примесью, располагаются вблизи верхнего уровня валентной зоны основных атомов (рисунок 1.5,б). Энергия перехода ∆ε2 из валентной зоны на незаполненный энергетический уровень примеси не превышает 0,01 ÷ 0,05 эВ, следовательно, при комнатной

12