Температурная зависимость электросопротивления полупроводников

Полупроводники. Их виды. Электрический ток в полупроводниках. Виды полупроводников. Собственная и примесная проводимость. Р- n переход.

Зависимость электропроводности полупроводников от температуры и освещенности.

По значению удельного электрического сопротивления полупроводники занимают промежуточное место между хорошими проводниками и диэлектриками. К числу полупроводников относятся многие химические элементы (германий, кремний, селен, теллур, мышьяк и др.), огромное количество сплавов и химических соединений. Почти все неорганические вещества окружающего нас мира – полупроводники. Самым распространенным в природе полупроводником является кремний, составляющий около 30 % земной коры.

Качественное отличие полупроводников от металлов проявляется прежде всего в зависимости удельного сопротивления от температуры. С понижением температуры сопротивление металлов падает (см. рис. 3.3.2). У полупроводников, напротив, с понижением температуры сопротивление возрастает и вблизи абсолютного нуля они практически становятся изоляторами

Рисунок 3.3.2. Зависимость удельного сопротивления ρ чистого полупроводника от абсолютной температуры T.

Такой ход зависимости ρ(T) показывает, что у полупроводников концентрация носителей свободного заряда не остается постоянной, а увеличивается с ростом температуры. Механизм электрического тока в полупроводниках нельзя объяснить в рамках модели газа свободных электронов. Рассмотрим качественно этот механизм на примере германия (Ge). В кристалле кремния (Si) механизм аналогичен.

Атомы германия имеют четыре слабо связанных электрона на внешней оболочке. Их называют валентными электронами. В кристаллической решетке каждый атом окружен четырьмя ближайшими соседями. Связь между атомами в кристалле германия является ковалентной, т. е. осуществляется парами валентных электронов. Каждый валентный электрон принадлежит двум атомам (рис. 3.3.2.1). Валентные электроны в кристалле германия гораздо сильнее связаны с атомами, чем в металлах; поэтому концентрация электронов проводимости при комнатной температуре в полупроводниках на много порядков меньше, чем у металлов. Вблизи абсолютного нуля температуры в кристалле германия все электроны заняты в образовании связей. Такой кристалл электрического тока не проводит.

Рисунок 3.3.2.1 Парно-электронные связи в кристалле германия и образование электронно-дырочной пары.

При повышении температуры некоторая часть валентных электронов может получить энергию, достаточную для разрыва ковалентных связей. Тогда в кристалле возникнут свободные электроны (электроны проводимости). Одновременно в местах разрыва связей образуются вакансии, которые не заняты электронами. Эти вакансии получили название «дырок». Вакантное место может быть занято валентным электроном из соседней пары, тогда дырка переместиться на новое место в кристалле. При заданной температуре полупроводника в единицу времени образуется определенное количество электронно-дырочных пар. В то же время идет обратный процесс – при встрече свободного электрона с дыркой, восстанавливается электронная связь между атомами германия. Этот процесс называется рекомбинацией. Электронно-дырочные пары могут рождаться также при освещении полупроводника за счет энергии электромагнитного излучения. В отсутствие электрического поля электроны проводимости и дырки участвуют в хаотическом тепловом движении.

Если полупроводник помещается в электрическое поле, то в упорядоченное движение вовлекаются не только свободные электроны, но и дырки, которые ведут себя как положительно заряженные частицы. Поэтому ток I в полупроводнике складывается из электронного In и дырочного Ip токов:

I = In + Ip.

Концентрация электронов проводимости в полупроводнике равна концентрации дырок: nn = np. Электронно-дырочный механизм проводимости проявляется только у чистых (т. е. без примесей) полупроводников. Он называется собственной электрической проводимостью полупроводников.

При наличии примесей электропроводимость полупроводников сильно изменяется. Например, добавка примесей фосфора в кристалл кремния в количестве 0,001 атомного процента уменьшает удельное сопротивление более чем на пять порядков. Такое сильное влияние примесей может быть объяснено на основе изложенных выше представлений о строении полупроводников.

Необходимым условием резкого уменьшения удельного сопротивления полупроводника при введении примесей является отличие валентности атомов примеси от валентности основных атомов кристалла.

Проводимость полупроводников при наличии примесей называется примесной проводимостью. Различают два типа примесной проводимости – электронную и дырочную проводимости.

Электронная проводимость возникает, когда в кристалл германия с четырехвалентными атомами введены пятивалентные атомы (например, атомы мышьяка, As).

Рисунок 3.3.2.2 Атом мышьяка в решетке германия. Полупроводник n-типа.

На рис. 3.3.2.2 показан пятивалентный атом мышьяка, оказавшийся в узле кристаллической решетки германия. Четыре валентных электрона атома мышьяка включены в образование ковалентных связей с четырьмя соседними атомами германия. Пятый валентный электрон оказался излишним; он легко отрывается от атома мышьяка и становится свободным. Атом, потерявший электрон, превращается в положительный ион, расположенный в узле кристаллической решетки. Примесь из атомов с валентностью, превышающей валентность основных атомов полупроводникового кристалла, называется донорской примесью. В результате ее введения в кристалле появляется значительное число свободных электронов. Это приводит к резкому уменьшению удельного сопротивления полупроводника – в тысячи и даже миллионы раз. Удельное сопротивление проводника с большим содержанием примесей может приближаться к удельному сопротивлению металлического проводника.

В кристалле германия с примесью мышьяка есть электроны и дырки, ответственные за собственную проводимость кристалла. Но основным типом носителей свободного заряда являются электроны, оторвавшиеся от атомов мышьяка. В таком кристалле nn >> np. Такая проводимость называется электронной, а полупроводник, обладающий электронной проводимостью, называется полупроводником n-типа.

Рисунок 3.3.2.3 Атом индия в решетке германия. Полупроводник p-типа.

Дырочная проводимость возникает, когда в кристалл германия введены трехвалентные атомы (например, атомы индия, In). На рис. 3.3.2.3 показан атом индия, который создал с помощью своих валентных электронов ковалентные связи лишь с тремя соседними атомами германия. На образование связи с четвертым атомом германия у атома индия нет электрона. Этот недостающий электрон может быть захвачен атомом индия из ковалентной связи соседних атомов германия. В этом случае атом индия превращается в отрицательный ион, расположенный в узле кристаллической решетки, а в ковалентной связи соседних атомов образуется вакансия. Примесь атомов, способных захватывать электроны, называется акцепторной примесью. В результате введения акцепторной примеси в кристалле разрывается множество ковалентных связей и образуются вакантные места (дырки). На эти места могут перескакивать электроны из соседних ковалентных связей, что приводит к хаотическому блужданию дырок по кристаллу.

Наличие акцепторной примеси резко снижает удельное сопротивление полупроводника за счет появления большого числа свободных дырок. Концентрация дырок в полупроводнике с акцепторной примесью значительно превышает концентрацию электронов, которые возникли из-за механизма собственной электропроводности полупроводника: np >> nn. Проводимость такого типа называется дырочной проводимостью. Примесный полупроводник с дырочной проводимостью называется полупроводником p-типа. Основными носителями свободного заряда в полупроводниках p-типа являются дырки.

Читайте также:  Система отопления двухэтажного частного дома своими руками

Следует подчеркнуть, что дырочная проводимость в действительности обусловлена эстафетным перемещением по вакансиям от одного атома германия к другому электронов, которые осуществляют ковалентную связь.

Для полупроводников n— и p-типов закон Ома выполняется в определенных интервалах сил тока и напряжений при условии постоянства концентраций свободных носителей.

В современной электронной технике полупроводниковые приборы играют исключительную роль. За последние три десятилетия они почти полностью вытеснили электровакуумные приборы.

В любом полупроводниковом приборе имеется один или несколько электронно-дырочных переходов. Электронно-дырочный переход (или np-переход) – это область контакта двух полупроводников с разными типами проводимости.

В полупроводнике n-типа основными носителями свободного заряда являются электроны; их концентрация значительно превышает концентрацию дырок (nn >> np). В полупроводнике p-типа основными носитялеми являются дырки (np >> nn). При контакте двух полупроводников n— и p-типов начинается процесс диффузии: дырки из p-области переходят в n-область, а электроны, наоборот, из n-области в p-область. В результате в n-области вблизи зоны контакта уменьшается концентрация электронов и возникает положительно заряженный слой. В p-области уменьшается концентрация дырок и возникает отрицательно заряженный слой.

Таким образом, на границе полупроводников образуется двойной электрический слой, электрическое поле которого препятствует процессу диффузии электронов и дырок навстречу друг другу (рис. 3.3.2.4). Пограничная область раздела полупроводников с разными типами проводимости (так называемый запирающий слой) обычно достигает толщины порядка десятков и сотен межатомных расстояний. Объемные заряды этого слоя создают между p— и n-областями запирающее напряжение Uз, приблизительно равное 0,35 В для германиевых np-переходов и 0,6 В для кремниевых.

np-переход обладает удивительным свойством односторонней проводимости.

Рисунок 3.3.2.4 Образование запирающего слоя при контакте полупроводников p— и n-типов.

Если полупроводник с np-переходом подключен к источнику тока так, что положительный полюс источника соединен с n-областью, а отрицательный – с p-областью, то напряженность поля в запирающем слое возрастает. Дырки в p-области и электроны в n-области будут смещаться от np-перехода, увеличивая тем самым концентрации неосновных носителей в запирающем слое. Ток через np-переход практически не идет. Напряжение, поданное на np-переход в этом случае называют обратным. Весьма незначительный обратный ток обусловлен только собственной проводимостью полупроводниковых материалов, т. е. наличием небольшой концентрации свободных электронов в p-области и дырок в n-области.

Если np-переход соединить с источником так, чтобы положительный полюс источника был соединен с p-областью, а отрицательный с n-областью, то напряженность электрического поля в запирающем слое будет уменьшаться, что облегчает переход основных носителей через контактный слой. Дырки из p-области и электроны из n-области, двигаясь навстречу друг другу, будут пересекать np-переход, создавая ток в прямом направлении. Сила тока через np-переход в этом случае будет возрастать при увеличении напряжения источника.

Способность np-перехода пропускать ток практически только в одном направлении используется в приборах, которые называются полупроводниковыми диодами. Полупроводниковые диоды изготавливаются из кристаллов кремния или германия. При их изготовлении в кристалл c каким-либо типом проводимости вплавляют примесь, обеспечивающую другой тип проводимости.

Полупроводниковые диоды используются в выпрямителях для преобразования переменного тока в постоянный. Типичная вольт-амперная характеристика кремниевого диода приведена на рис. 3.3.2.5

Рисунок 3.3.2.5 Вольт-амперная характеристика кремниевого диода. На графике использованы различные шкалы для положительных и отрицательных напряжений.

Полупроводниковые диоды обладают многими преимуществами по сравнению с вакуумными диодами – малые размеры, длительный срок службы, механическая прочность. Существенным недостатком полупроводниковых диодов является зависимость их параметров от температуры. Кремниевые диоды, например, могут удовлетворительно работать только в диапозоне температур от –70 °C до 80 °C. У германиевых диодов диапазон рабочих температур несколько шире.

Полупроводниковые приборы не с одним, а с двумя np-переходами называются транзисторами. Название происходит от сочетания английских слов: transfer – переносить и resistor – сопротивление. Обычно для создания транзисторов используют германий и кремний. Транзисторы бывают двух типов: pnp-транзисторы и npn-транзисторы. Например, германиевый транзистор pnp-типа представляет собой небольшую пластинку из германия с донорной примесью, т. е. из полупроводника n-типа. В этой пластинке создаются две области с акцепторной примесью, т. е. области с дырочной проводимостью (рис. 3.3.2.6). В транзисторе npn-типа основная германиевая пластинка обладает проводимостью p-типа, а созданные на ней две области – проводимостью n-типа (рис. 3.3.2.7).

Пластинку транзистора называют базой (Б), одну из областей с противоположным типом проводимости – коллектором (К), а вторую – эмиттером (Э). Обычно объем коллектора превышает объем эмиттера. В условных обозначениях разных структур стрелка эмиттера показывает направление тока через транзистор.

Рисунок 3.3.2.6 Транзистор структуры pnp.
Рисунок 3.3.2.7 Транзистор структуры npn.

Оба np-перехода транзистора соединяются с двумя источниками тока. На рис. 3.3.2.8 показано включение в цепь транзистора pnp-структуры. Переход «эмиттер–база» включается в прямом (пропускном) направлении (цепь эмиттера), а переход «коллектор–база» – в запирающем направлении (цепь коллектора).

Пока цепь эмиттера разомкнута, ток в цепи коллектора очень мал, так как для основных носителей свободного заряда – электронов в базе и дырок в коллекторе – переход заперт.

Рисунок 3.3.2.8 Включение в цепь транзистора pnp-структуры.

При замыкании цепи эмиттера дырки – основные носители заряда в эмиттере – переходят из него в базу, создавая в этой цепи ток Iэ. Но для дырок, попавших в базу из эмиттера, np-переход в цепи коллектора открыт. Большая часть дырок захватывается полем этого перехода и проникает в коллектор, создавая ток Iк. Для того, чтобы ток коллектора был практически равен току эмиттера, базу транзистора делают в виде очень тонкого слоя. При изменении тока в цепи эмиттера изменяется сила тока и в цепи коллектора.

Если в цепь эмиттера включен источник переменного напряжения (рис. 1.14.5), то на резисторе R, включенном в цепь коллектора, также возникает переменное напряжение, амплитуда которого может во много раз превышать амплитуду входного сигнала. Следовательно, транзистор выполняет роль усилителя переменного напряжения.

Однако, такая схема усилителя на транзисторе является неэффективной, так как в ней отсутствует усиление сигнала по току, и через источники входного сигнала протекает весь ток эмиттера Iэ. В реальных схемах усилителей на транзисторах источник переменного напряжения включают так, чтобы через него протекал только небольшой ток базы Iб = IэIк. Малые изменения тока базы вызывают значительные изменения тока коллектора. Усиление по току в таких схемах может составлять несколько сотен.

Читайте также:  Схема установки шариковых направляющих полного выдвижения

В настоящее время полупроводниковые приборы находят исключительно широкое применение в радиоэлектронике. Современная технология позволяет производить полупроводниковые приборы – диоды, транзисторы, полупроводниковые фотоприемники и т. д. – размером в несколько микрометров. Качественно новым этапом электронной техники явилось развитие микроэлектроники, которая занимается разработкой интегральных микросхем и принципов их применения

Не нашли то, что искали? Воспользуйтесь поиском:

Лабораторная работа № 8 − 4

Цель работы . Исследование зависимости электросопротивления полупроводника от температуры и определение его энергии активации.

Описание экспериментальной установки

Для получения температурной зависимости сопротивления полупроводника используется установка, схема которой приведена на рис. 19. Исследуемый образец (1) расположен рядом с трубчатым керамическим нагревателем (2), который при включении в сеть через понижающий трансформатор (3) обеспечивает нагрев образца. Для измерения температуры используется ртутный термометр (4) с пределами измерения от 0 до 150 0 С. Измерение сопротивления образца производится с помощью омметра (5) путем нажатия кнопки (6).

Рис. 19. Схема экспериментальной установки.

В качества исследуемого образца используется полупроводниковый терморезистор типа ММТ-4, выполненный на основе медно-марганцевых полупроводниковых материалов. Системы, состоящие из смеси переходных металлов (окислов меди, марганца и кобальта) обычно имеют резко

выраженные полупроводниковые свойства. Кроме этого, переходные металлы, изменяя в соединениях свою валентность, позволяют синтезировать

полупроводниковые материалы с удельным сопротивлением

ρ = 10 − 3 ÷ 10 4 Ом м.

Техника безопасности.

Так как температура нагревателя в процессе работы достигает 80 0 С, нельзя длительно касаться руками поверхности нагревателя во избежания ожога. Не следует также прикасаться к электродам, подводящим ток к нагревателю.

Порядок выполнения работы

1. Измерить сопротивление терморезистора при комнатной температуре

путем нажатия на кнопку (6). Занести в первую строку таблицу показания термометра (комнатную температуру) t ( 0 C) и измеренное сопротивление R (Ом).

2. Подключить к сети 220 В трансформатор (2), питающий нагревательный элемент.

3. Фиксируя через каждые 5 0 С температуру нагревающегося терморе-

зистора, записывать соответствующие показания омметра R наг в таблицу до температуры 80 0 С включительно.

Изучение зависимости электрического сопротивления металлов и полупроводников от температуры. Определение энергии активации полупроводников.

Цель работы: исследование отличительных особенностей в свойствах металлов и полупроводников. Измерение энергии активации полупроводников.

При объединении атомов в кристаллическое тело структура энергетических уровней электронов претерпевает важные изменения. Эти изменения почти не затрагивают наиболее глубокие уровни, образующие внутренние, заполненные оболочки. Зато наружные уровни коренным образом перестраиваются. Указанное различие связано с разным пространственным распределением электронов, находящихся на глубоко лежащих и на верхних энергетических уровнях. Атомы в кристалле тесно «прижаты» друг к другу. Волновые функции наружных электронов в существенной мере перекрываются, что приводит к обобществлению этих электронов – они теперь принадлежат не отдельным атомам, а всему кристаллу. В то же время волновые функции внутренних электронов друг с другом практически не перекрываются. Положение этих уровней в кристалле мало отличается от их положения у изолированных атомов.

У одиночных атомов одного и того же элемента энергия соответствующих уровней в точности одинакова. При сближении атомов эти уровни начинают расходиться, как это изображено на рис. 16.1. Расщепление энергетических уровней аналогично расхождению частот колебаний, происходящему при появлении связи между одинаковыми маятниками или между электрическими колебательными контурами, настроенными на одну и ту же частоту. Системы «разошедшихся» уровней образуют в кристалле разрешенные энергетические зоны, разделенные запрещенными зонами (рис. 16.1).

Ширина зон определяется величиной связи между атомами и не зависит от числа атомов в кристалле. В то же время количество уровней в зоне равно числу атомов и описывается цифрами с десятком или даже с несколькими десятками нулей. Таким образом, расстояние между уровнями оказывается столь незначительным, что говорить о положении отдельных уровней в зоне не имеет смысла. В то же время количество уровней сохраняет вполне ясный смысл, так как при сближении атомов число возможных состояний (а, следовательно, и число электронов, которые могут занять эти состояния) не изменяется.

Электропроводность твердых тел определяется распределением электронов по уровням (рис.16.2). В металлах электроны лишь частично заполняют последнюю из занимаемых зон (зона проводимости – ЗП), и в ней имеются свободные состояния. В присутствии электрического поля электроны проводимости могут занимать эти состояния, и металл проводит электрический ток.

В изоляторах (диэлектриках) электроны доверху заполняют последнюю из занятых зон (валентную зону – ВЗ). Следующая разрешенная зона (зона проводимости) не содержит электронов. В присутствии поля ни один из электронов не может изменить своего состояния, так как нет свободных энергетических состояний. Твердое тело будет не проводящим при температуре, равной Т=0 К. Однако при отличной от нуля температуре существует конечная вероятность того, что некоторые электроны будут за счет теплового возбуждения переброшены через энергетическую щель (Еg – ширина запрещенной зоны – ЗЗ) из валентной зоны в зону проводимости. При этом остаются незанятые уровни в валентной зоне. Термически возбужденные электроны способны переносить ток (переходить на свободные энергетические состояния в зоне проводимости). В валентной зоне проводимость становится возможной из-за появления свободных состояний – дырок, которые ведут себя как свободные носители положительного заряда: ближайший к дырке электрон валентной зоны, попадая в неё, оставляет при этом новую дырку, которую заполнит другой электрон валентной зоны и т.д. Дырка валентной зоны будет перемещаться по кристаллу в направлении, противоположном направлению движения электронов валентной зоны. Таким образом, валентная зона будет зоной дырочной проводимости.

Приведут ли тепловые перебросы электронов из валентной зоны в зону проводимости к заметной проводимости или нет, существенно зависит от ширины запрещенной зоны Еg, поскольку число электронов, переброшенных в зону проводимости при температуре Т, пропорционально величине (k=1.38∙10 -23 Дж/К – постоянная Больцмана). При Еg=4 эВ (1эВ=1.6∙10 -19 Дж) эта величина при комнатной температуре (kT≈0.025 эВ) составляет , то есть по сути дела переброса электронов в валентную зону не происходит. Если же Еg=0.25 эВ, то число переброшенных электронов при комнатной температуре определяется величиной , так что будет наблюдаться заметная проводимость.

Твердые тела, которые являются диэлектриками при Т=0 К, но имеют такую ширину запрещенной зоны Еg, что тепловое возбуждение при температурах ниже точки плавления может обуславливать заметную проводимость, называются полупроводниками. Ясно, что не существует четкого различия между полупроводниками и диэлектриками; грубо говоря, в наиболее важных полупроводниках Еg обычно меньше 2 эВ, а часто составляет лишь несколько десятых электрон-вольта. Типичные удельные сопротивления полупроводников при комнатной температуре лежат в интервале между 10 -5 и 10 7 Ом∙м (в отличие от металлов, где ρ=10 -8 Ом∙м, а также и от хороших диэлектриков, у которых ρ может достигать до 10 20 Ом∙м).

Читайте также:  Слива солнышко описание сорта

Самой важной характеристикой любого полупроводника при температуре Т является число nc электронов в зоне проводимости, приходящееся на единицу объема, и число дырок pv на единицу объема в валентной зоне. Эти величины определяются произведением числа уровней, имеющихся в единице объема полупроводника, на вероятность их заполнения. Вероятность заполнения энергетических уровней выражается функцией распределения Ферми f(E). Для анализа электронных состояний необходимо использовать квантовую статистику

, (16.1)

где Е – энергии уровней; μ – химический потенциал. Часто химический потенциал полупроводников называется «уровнем Ферми» (μ=EF) . Однако, это неудачная терминология. Обычное определение уровня Ферми – энергия, ниже которой при Т=0 К в металле электронные уровни в зоне проводимости заполнены, а выше – свободны (не заполнены). В полупроводниках химический потенциал μ лежит примерно в середине запрещенной зоны, поэтому ни один электронный уровень не совпадает с химическим потенциалом.

Обозначим через Ес энергию дна зоны проводимости, а через Еv – энергию потолка валентной зоны (рис. 16.3). В полупроводниках даже при весьма малой ширине запрещенной зоны Еg=ЕсЕv обычно выполняется условие

. (16.2)

Тогда благодаря тому, что каждый уровень электрона в зоне проводимости лежит выше Ес, а каждый уровень валентной зоны – ниже Еv, упрощается выражение для функции распределения f(Е) – оно становится классическим (статистика Больцмана).

; Е>Ес . (16.3)

Так что число электронов nc в зоне проводимости, приходящееся на единицу объема, будет равно

, (16.4)

где А(Т) – число уровней, имеющихся в зоне проводимости в единице объема полупроводника.

Вероятность появления дырки в валентной зоне определяется разностью:

,

поскольку и . Поэтому число дырок pv в валентной зоне, приходящееся на единицу объема, будет равно

. (16.5)

Заметим, что А(Т) и В(Т) – медленно меняющиеся функции температуры по сравнению с экспонентами в (16.4) и (16.5).

Если полупроводник является настолько чистым, что примеси вносят пренебрежимо малый вклад в концентрацию носителей, то мы имеем дело с собственным полупроводником. В нем электроны могут попасть в зону проводимости, только покинув заполненные ранее уровни в валентной зоне, оставив вместо себя там дырки. Таким образом, число электронов в зоне проводимости равно числу дырок в валентной зоне nc(T)=pv(T)=n. Так что из (16.4) и (16.5) можно записать

. (16.6)

Найдем теперь электропроводность полупроводника. В присутствии поля большая часть электронов в зоне проводимости начинает двигаться в сторону, противоположную полю. Средняя величина скорости электронов перестает быть равной нулю и направлена вдоль поля. При этом вплоть до самых сильных полей (практически до пробоя) выполняется формула

, (16.7)

где – среднее значение скорости электронов; Е – напряженность электрического поля; – коэффициент пропорциональности, носящий название подвижности электронов. Применяя формулу (16.7) к электронам в зоне проводимости и к дыркам в валентной зоне, найдем электропроводность:

, (16.8)

где j – плотность электрического тока, – подвижность дырок. Подставляя в (16.8) значение nc=pv=n из (16.6), получим:

, (16.9)

где предэкспоненциальный множитель заменен константой D.

Измерим электропроводность σ как функцию температуры и изобразим результаты на графике в полулогарифмическом масштабе:

.

Формула (16.9) показывает, что график должен иметь вид прямой линии с наклоном Еg/2k. Наклон прямой позволяет, таким образом, определить ширину запрещенной зоны Еg.

Приведенные соображения верны лишь постольку, поскольку электропроводность полупроводника определяется переходами электронов из валентной зоны в зону проводимости, то есть пока основной вклад в электропроводность вносит собственная проводимость полупроводника. При небольших температурах это обычно не имеет места, так как полупроводники всегда содержат примеси.

Если примеси поставляют существенную часть электронов проводимости и (или) дырок валентной зоны, то мы имеем дело с несобственным полупроводником. Примеси, которые вносят вклад в концентрацию носителей тока, называются донорными, если они поставляют дополнительные электроны в зону проводимости, и акцепторными, когда они поставляют дополнительные дырки в валентную зону (то есть захватывают оттуда электроны). Донорные примеси – это атомы с более высокой валентностью, чем атомы чистого полупроводника (вещество-матрица), а акцепторы – атомы с более низкой валентностью. Самая важная информация о донорных и акцепторных уровнях заключается в том, что они лежат вблизи границ запрещенной зоны. На рис. 16.4 изображены энергетические диаграммы донорного (а) и акцепторного (б) полупроводника.

При тепловом возбуждении гораздо легче вызвать переход электрона в зону проводимости с донорного уровня или на акцепторный уровень из валентной зоны, чем переход через всю запрещенную зону из валентной зоны в зону проводимости. Поэтому при низких температурах именно примеси определяют температурный ход электропроводности полупроводника.

На рис. 16.5 представлена зависимость для полупроводника n-типа (с донорными примесями). Она показывает три области проводимости: n>Nd (собственная проводимость), nNd (область истощения примесей), n 0 С, а – его значение при t 0 С, то можно положить

. (16.12)

В классической электронной теории металлов предполагается, что движение электронов подчиняется законам классической механики Ньютона. Электроны проводимости рассматриваются как электронный газ, подобный идеальному газу в молекулярной физике. Предполагается, что причина электрического сопротивления заключается в соударениях электронов с положительными ионами решетки металла.

В действительности же электроны проводимости подчиняются законам квантовой механики, и для них справедлива квантовая статистика – их распределение по энергиям определяется функцией Ферми (16.1). И оказывается, что причина сопротивления чистых металлов – взаимодействие электронов с колебаниями решетки. В квантовой теории кристаллических твердых тел кванты колебаний решетки были названы фононами. Электросопротивление чистых металлов возникает из-за столкновений электронов с фононами. Расчеты показывают, что при высоких температурах (ТD) ρ

Т, что и наблюдается экспериментально. Здесь θD – дебаевская температура металла.

Дата добавления: 2015-03-29 ; Просмотров: 465 ; Нарушение авторских прав? ;

Нам важно ваше мнение! Был ли полезен опубликованный материал? Да | Нет

Понравилась статья? Поделиться с друзьями:
ТурбоЗайм
Добавить комментарий

;-) :| :x :twisted: :smile: :shock: :sad: :roll: :razz: :oops: :o :mrgreen: :lol: :idea: :grin: :evil: :cry: :cool: :arrow: :???: :?: :!:

Этот сайт использует Akismet для борьбы со спамом. Узнайте, как обрабатываются ваши данные комментариев.

Adblock detector