Полупроводник собственный, плотность

Полупроводник собственный, плотность электронов 16.1 Поляризации индекс 3.10 Поляризуемость кристалла 24.9—24.11 Потенциал парный 9.2, 9.5, 9.8 [c.634]

Рис. 4. Графики распределения плотности состояний по энергии Ы(Е) ъ кристаллических полупроводниках собственной (а), электронной (б), дырочной (в) электропроводности и некристаллическом (г)

График распределения плотности состояний собственного кристаллического полупроводника показан на рис. 4, а. В зоне проводимости и в валентной зоне такого полупроводника плотность состояний велика, а в запрещенной зоне — равна нулю. В запрещенной зоне электронного (рис. 4, б) и дырочного (рис. 4, в) кристаллических полупроводников появляется пик (заштрихован), соответствующий донорным или акцепторным уровням [c.9]

Аналогично, дырочная составляющая плотности тока для собственного полупроводника [c.271]

Суммарная плотность тока через собственный полупроводник [c.271]

На достаточно чистых и совершенных поверхностях полупроводников плотность собственных (заполненных и пустых) поверхностных состояний в запрещённой зоне невелика и уровень Ферми на поверхности может перемещаться внутри запрещённой зоны, следуя за его положением в объёме. Поэтому при изменении типа и концентрации примесей в объёме полупроводника изменяются Ф и ток Т. э. Кроме того, электрич. поле в таких полупроводниках не экранируется зарядами поверхностных состояний и проникает в эмиттер на значит, глубину, что приводит к изменению Ф за счёт приповерхностного изгиба зон и к разогреву электронного газа полем. [c.101]

Кремний — Si. Тип кристаллической решетки — алмаз. Температура плавления 1417°С. Плотность твердого кремния — 2330 кг/м , жидкого при температуре плавления — 2530 кг/м . Ширина запрещенной зоны при 300 К — 1,10 эВ. Собственная концентрация носителей зарядов — 10 см . Подвижность носителей заряда в беспримесном полупроводнике при 300 К электронов — 1450 mV(B с), дырок — 480 mV(B с). Коэффициент термического расширения 6,0 10" К . Кремний химически устойчив при нагреве на воздухе до 900 С, в воде нерастворим. [c.379]

Согласно зонной теории твердого тела, если имеется достаточное число электронов для заполнения всех разрешенных энергетических состояний одной или нескольких зон и последняя заполненная зона не соприкасается и не перекрывается со следующей зоной, то при абсолютном нуле совершенный кристалл такого вещества является изолятором. При этом отсутствует перекрытие кривых зависимости плотности состояний от энергии (см. фиг, 2). Энергетический разрыв между самыми высокими занятыми состояниями и самыми низкими незанятыми называется областью запрещенных значений энергии или запрещенной зоной. При этом уровень Ферми проходит посредине запрещенной зоны. Если ширина запрещенной зоны мала, то при повышении температуры электроны из занятой зоны будут переходить на незанятые энергетические состояния следующей зоны. В этом случае приложение разности потенциалов приведет к появлению проводимости, поскольку имеется достаточно большое число незанятых состояний, по которым эти электроны могут свободно двигаться. Такие вещества известны под названием собственных полупроводников. Если ширина запрещенной зоны достаточно велика, то тепловая энергия, необходимая для активации электронов в зону проводимости, может оказаться настолько высокой, что это вызовет смещение и миграцию атомов или даже пробой твердого тела. Такое положение характерно для некоторых изоляторов при обычнЫх температурах. Значение ширины запрещенной зоны для гомологических рядов веществ является мерой прочности связи между атомами в кристалле. [c.262]

В собственном полупроводнике носителями заряда являются свободные электроны и дырки, концентрации которых одинаковы. При наличии внешнего электрического поля плотность электронной состав- [c.63]

В соответствии с (В.4) плотность тока через собственный полупроводник [c.64]

Карбид кремния, легированный фосфором, сурьмой или висмутом, имеет темно-зеленую окраску и обладает электропроводностью п-типа легированный кальцием, алюминием или бором, имеет темно-фиолетовую окраску и обладает электропроводностью р-типа. Основные характеристики карбида кремния плотность 3,2 г/см температура плавления 2600°С р = 10 -ь 10 Ом-см е = 6,5 ч-Ч- 7,5. Удельное сопротивление карбида кремния в сильной степени зависит от его состава. Как и кристаллический селен, карбид кремния является примесным полупроводником, но при температуре 1400°С и выше у него появляется собственная электропроводность. [c.98]

Когда проводимость обусловлена как отрицательными (электронами), так н положительными (дырками) носителями тока, что имеет место в собственных полупроводниках или близких к ним веществах, плотность носителей нельзя определить непосредственно, если не известно отношение подвижностей носителей. [c.314]

Так как а измеряется достаточно просто, то при известных плотностях носителей можно рассчитать подвижности, кроме случая собственного полупроводника. [c.316]

Уже на заре развития полупроводниковой электроники остро встал вопрос о возможности использования оксидных пленок не только для пассивирования свойств поверхности, но и в качестве изолирующего слоя в планарных приборах. При этом необходимо было добиться минимальной плотности поверхностных электронных состояний на границе полупроводника с его собственным окислом. Экзамен выдержала структура 81-8102 — кремний, покрытый его собственным окислом. До сих пор система 81-8102 является сердцем современной микроэлектроники. Менее совершенна система Ое-ОеО . Однако, благодаря ряду преимуществ, она часто используется как модельная для изучения электронных явлений на поверхности. Состав и структура оксидных поверхностных фаз в многокомпонентных полупроводниковых соединениях неизмеримо более сложны, что является серьезным препятствием для изучения их электрофизических свойств. Технология синтеза оксидных слоев на многих практически важных соединениях и Л В еще не позволяет достичь уровня [c.121]

У полупроводника с собственной проводимостью плотности свободных электронов и свободных дырок равны такая ситуация, очевидно, реализуется в том случае, когда основной причиной возникновения свободных дырок и свободных электронов является [c.403]

Рассмотрим, наконец, структуру полупроводников, для которых ширина зон в кристаллическом состоянии сравнима или больше расстояния между зонами. В действительности большинство полупроводников при плавлении становятся металлическими. Таковы, например, жидкие кремний и германий, которые вполне можно рассматривать как простые металлы. Вместе с тем, некоторые полупроводники, как, например, германий, можно получить в аморфном стеклообразном состоянии при осаждении пленок при низких температурах. В этом случае, хотя плотность низкая, как и в полупроводниковой фазе, дальнего порядка в структуре не возникает. Вероятно, отсутствие порядка приводит к высокой плотности ловушек, распределенных в запрещенной зоне. Однако, несмотря на присутствие этих многочисленных ловушек, свойства таких аморфных полупроводников весьма похожи на свойства собственного кристаллического полупроводника. После общего обсуждения электронных свойств в гл. П1 мы рассмотрим более подробно соответствующую электронную структуру и разберем следствия, вытекающие из нее. [c.243]

Рассмотрим собственный полупроводник, у которого ширина запреш енной зоны равна Еа. Пусть п -а р обозначают соответственно плотность электронов проводимости и дырок. [c.265]

При росте температуры в примесном полупроводнике концентрация свободных электронов, вырванных из ковалентных связей, возрастает, а плотность примесных электронов остается постоянной, так как примесные атомы уже полностью ионизированы при комнатной температуре. Поэтому с повышением температуры роль собственной проводимости начинает возрастать и, начиная с некоторой температуры, станет преобладающей. Очевидно, что температура перехода от примесной проводимости к собственной будет зависеть от плотности примесных атомов и от ширины запрещенной зоны. [c.34]

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 по-лупроводникУ т еГ зарядов переносимых за еди- [c.271]

Иная ситуация имеет место в вырожденных полупроводниках. Слабое вырождение приводит к уменьшению коэффициентов поглощения на частотах, близких к краю собственного поглощения. Сильное же вырождение вообще сдвигает край поглощения в сторону более коротких волн. Этот эффект называют сдвигом Бурштейна. Он отчетливо проявляется в полупроводниках с малой плотностью состояний у дна зоны проводимости (или у потолка валентной зоны), в которых сильное вырождение достигается при сравнительно малых уровнях легирования. Так, в InSb легирование донорами (концентрация 5 10 м ) приводит к сдвигу длинноволновой границы собственного поглощения с 7,1 до 3,5 мкм. Во многих же случаях сдвиг Бурштейна маскируется другим эффектом сильного легирования — изменением плотности состояний у краев энергетических зон. Это изменение происходит вследствие размытия примесных уровней в примесную зону и слияния последней с зоной проводимости или с валентной зоной. [c.322]

СОБСТВЕННАЯ ПРОВОДИМОСТЬ — проводимость полупроводника, обусловленная электронами, возбуждёнными из валентной зоны в зону нроводнмости я дырками, образовавшимися в валентной зоне. Крдцеятрацип п таких (зонных) электронов и дырок равны, и их можно, выразить через эфф, плотности состояний в зоне проводимости (Л д) и в валентной зоне (Nfi), ширину запрещённой зоны и абс. темп-ру Т [c.567]

Основную роль в образовании ростовых микродефектов в выращиваемых монокристаллах играют СТД — вакансии и межузельные атомы. В реальных условиях выращивания монокристаллов, уже на достаточно малых расстояниях от фронта кристаллизации возникают значительные пересыщения по СТД, обусловленные резкой температурной зависимостью их равновесных концентраций в алмазоподобных полупроводниках. Образующиеся избыточные неравновесные СТД аннигилируют на стоках, в качестве которых выступают боковая поверхность слитка и присутствующие в его объеме более крупномасштабные дефекты, прежде всего, дислокации. По отношению к СТд дислокации являются практически ненасыщаемыми стоками. С учетом высокой подвижности СТД при высоких температурах сток на дислокации (при достаточно высокой плотности последних в кристалле) играет основную роль в снятии пересыщения. Однако бездислокационные монокристаллы лишены такого рода эффективных внутренних стоков, а боковая поверхность слитка в силу чисто диффузионных ограничений не может обеспечить снятия пересыщения. В результате, в объеме кристалла образуются пересыщенные твердые растворы СТД, которые в процессе посткристаллизацион-ного охлаждения распадаются с образованием специфических агрегатов, получивших название микродефекты . Следует отметить, что в литературе отсутствует единая точка зрения по поводу определения понятия микродефект . Под этим термином мы будем понимать локальные нарушения периодичности кристаллической решетки, представляющие собой скопления точечных дефектов (собственных или примесных), не нарушающие фазового состояния основного вещества, а также дисперсные выделения второй фазы микронных и субмикронных размеров. [c.48]

В тех случаях, обнаружили СТС, что позволило уточнить наши представления о строении атомарно-чистых поверхностей этих полупроводников [Р18]. когда ядра парамагнитных атомов обладают собственным магнитным моментом, в спектре ЭПР возникает сверхтонкая структура СТС) за счет дополнительного зеемановского расщепления уровней в магнитном поле ядра. Количество компонент СТС равно 2/я(4 + 1), где — спиновое число ядра. Исследования СТС парамагнитных центров в строго упорядоченном объеме кристалла дает уникальную информацию о симметрии волновых функций неспаренных электронов, о степени переноса электронной плотности между aтo laми, определяющими ковалентность химических связей, и о характеристиках ядерных магнитных полей. В неупорядоченной поверхностной фазе информативность СТС, естественно, ниже, но константы расщепления все равно позволяют более определенно судить о конфигурации парамагнитных атомов на поверхности. [c.144]

Рис.6.21. Зависимости плотности быстрых ПЭС на границе полупроводник-окисел от энергии для соединений 1пР (а), 1пхОа] А5 (б). Типы окислов собственный 0.5), собственный + А12О3 (2—4) собственный + 8102 (6)- Величина параметра л 0,53 (3) 0,25 (4) О (5,6) [33]

В полупроводниках при абсолютном нуле следует ожидать, что все состояния валентной зоны заняты, а все состояния зоны проводимости свободны. Поэтому можно сказать, что энергия Ферми лежит где-то внутри энергетической шели, разделяюшей обе разрешенные зоны. При конечной температуре вероятность заполнения не есть точно единица или точно нуль это означает, что некоторое малое число электронов оказывается возбужденным в зону проводимости, а в валентной зоне возникает небольшое число дырок. Для чистого (собственного) полупроводника оба числа должны быть равны, и это требование определяет энергию Ферми. В частности, если плотность состояний вблизи дна зоны проводимости такая же, как и вблизи края валентной зоны, то энергия Ферми должна лежать точно посередине шели между зонами. Если, с другой стороны, плотность состояний валентной зоны выше, тогда энергия Ферми должна лежать ближе к зоне проводимости. Обычно приходится определять энергию Ферми при тех температурах, которые нас интересуют, и в этом случае энергия Ферми сама оказывается зависящей от температуры (см. задачу 1 настоящей главы). [c.270]

Используя (13), получаем из (12) 2х < ехр (—Ео/кТ)-, следовательно, в соотношении (9) второе слагаемое в левой части значительно меньше первого. Учитывая, что Л о — ТУд Мп, легко видеть, что в том случае, когда выполняется условие (12), X Л д/Л с является приближенным решением уравнения (9). Таким образом, энергия ц уменьшается с ростом температуры (при Т > Т1) и должна иметь максимум в области Т Т . Действительно, при ТУд — N А — N в уровень Ферми должен лежать приблизительно посередине между донорным уровнем и дном зоны проводимости, так же как в том случае, когда в полупроводнике имеются только доноры (см. пример 4). В области температур от Г < до температур, при которых л достигает максимума, имеем п а п . Эту область иногда называют переходной областью, так как здесь на донорных уровнях еш е находится значительное число электронов. В той области, где выполняются условия (12) и (13), на донорных уровнях уже почти не остается электронов и число п электронов проводимости практически равно постоянному значению Жд — Эта область температур называется областью пасыш ения. При дальнейшем повышении температуры существенную роль начинает играть возбуждение электронов из валентной зоны. Это — область собственной проводимости. Соответствующую температуру можно оценить, рассматривая полупроводник с собственной проводимостью (см. пример 3) и полагая плотность электронов проводимости равной значению Жд, соответствующему насыщению. Подставляя в выражение (10) примера 3 значение Ед12 0,36 эв, имеем [c.308]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...