Примесные состояния в полупроводниках

Примесные состояния в полупроводниках [c.91]

Кроме того, существуют и другие эффекты, влияющие иа туннельную проницаемость. Сюда относятся флуктуации концентрации примесей, приводящие к образованию узких каналов с пониженными барьерами [272], образование резонансных траекторий по периодическим цепочкам примесных состояний в полупроводнике [272] и, наконец, эффекты освещения. Экспериментально было обнаружено, что некоторые s—sm—s-контакты, в которых не было эф кта Джозефсона, приобретают его в результате освещения и сохраняют его при выключении освещения (см. [255]). По-видимому, это связано с образованием долгоживущих метастабильных электронных состояний на примесях. [c.481]

Мы представляли примесные состояния в полупроводниках как электроны, движущиеся по боровским орбитам около примесного атома. Ясно, что соответствующие волновые функции экспоненциально спадают по мере удаления от примеси. Такие экспоненциально уменьшающиеся волновые функции, если соответствующие им энергии близки к минимумам зон, имеет смысл искать, используя к -р метод, точно так же, как это мы делали при рассмотрении состояний, отвечающих малым волновым векторам. Сделаем это сначала для состояний, волновые функции которых экспоненциально убывают только в одном направлении. Будем рассматривать волновые функции, которые можно представить в виде блоховских функций, отвечающих полной периодичности решетки и модулированных экспонентой е- . Анализ проводится точно так же, как и в обычном к-р методе. Теперь каждое к заменяется на 1>. Это означает просто продолжение функции Е (к) в область комплексных к. [c.195]

Вследствие теплового движения электроны могут переходить в более высокое энергетическое состояние. В полупроводнике п-типа электроны из примесных уровней, находящихся под зоной проводимости, переходят в зону проводимости, обусловливая тем самым электропроводность полупроводника. В этом случае носителями электрического заряда являются электроны. [c.602]

Мы полагаем, что для простых металлов можно всегда построить такие псевдопотенциалы, которые приводят к фазам, меньшим л. Этому отвечает предположение о том, что в сплавах простых металлов не возникают примесные состояния. Мы не можем, конечно, отбросить возможность образования связанных состояний в полупроводниках, так как добавление к ним примесей отличающейся валентности неминуемо приведет к кулоновскому потенциалу. Столь дальнодействующий потенциал, существование которого в металлах невозможно вследствие экранирования подвижными электронами, в полупроводниках приведет к образованию связанных состояний. [c.205]

В теории неупорядоченных сплавов часто предполагают, что каждому атому соответствует лишь одна атомная орбиталь гр (г), но вместе с тем атомам разной химической природы отвечает своя, отличная от других энергия связанного состояния Очевидно, однако, что любая реалистическая модель сплава с сильной связью должна, кроме того, характеризоваться значительным недиагональным беспорядком энергии взаимодействия Уц . Это связано с различием значений интеграла перекрытия при разных комбинациях компонент в соседних узлах. Указанный эффект особенно велик в случае, когда не все расстояния между атомами одинаковы, например при экстремальном топологическом беспорядке газа примесных атомов в полупроводнике ( 2.15). [c.338]

Первое обстоятельство, которое надо отметить в связи с методом сильной связи, состоит в том, что он должен быть непригодным также в случае атомного газа высокой плотности. Характерным масштабом длины при этом будет не радиус каждой атомной потенциальной ямы, а характерный размер, г , входящий в каждую волновую функцию г1)а. В случае примесных уровней в полупроводнике, например, это была бы длина порядка нескольких боровских радиусов ад для водородоподобных волновых функций 2.15). Когда длины и г а оказываются сравнимыми, в выражении для ТГ (г) появляется множество сингулярностей, связанных с двухатомными , трехатомными и более сложными кластерами соответствующие им уровни связанных состояний будет сливаться, образуя молекулярные уровни, так что их уже нет смысла рассматривать по отдельности (рис. 13.2). [c.557]

При формулировке рассматриваемой модели мы, однако, пренебрегли одним важным свойством суммарной потенциальной энергии Т (г). Хотя волновая функция фд (г — К ), описывающая связанное состояние электрона в атоме — в основном, собственная функция задачи с одиночной атомной потенциальной ямой V (г), соответствующее собственное значение энергии 1 оказывается очень чувствительным к хвостам ям, протягивающимся от прочих центров, перекрываясь друг с другом (рис. 13.4). При беспорядке газового типа имеет место разброс энергий связанных состояний, в результате чего возникает случайное их распределение с характерной шириной W. В локаторном представлении это есть не что иное как диагональный беспорядок, типичный для модели Андерсона ( 9.9) существует мнение, что последняя в какой-то мере имитирует примесную зону в полупроводнике. [c.562]

Аморфные диэлектрики в виде тонких пленок находят широкое применение в микроэлектронике. Во многих таких диэлектриках,, так же как и в аморфных полупроводниках, проводимость (весьма незначительная ) осуществляется путем перескоков из одного локализованного состояния в другое. Энергия активации этого процесса значительно ниже, чем энергия активации примесной проводимости в кристаллических диэлектриках. [c.371]

В полупроводнике р-типа электроны из валентной зоны могут переходить на примесные уровни. В результате в валентной зоне образуются незаполненные, т. е. вакансионные электронные состояния, называемые дырками. Дырки ведут себя как положительно заряженные частицы. Соответственно этому носителями электричества будут служить дырки. [c.602]

Примесные уровни. Наиболее важными естественными полупроводниками являются кремний и германий, атомы которых принадлежат к четвертой группе периодической системы элементов Д. И. Менделеева. Они имеют четыре электрона в наполовину заполненной внешней оболочке в s- и р-состояниях. В твердом состоянии эти четыре электрона связываются [c.350]

При дальнейшем увеличении N нарушается неравенство (1). Из-за перекрытия волновых ф-ций электронов соседних атомов дискретные уровни уширяются настолько, что преобразуются в примесную зону. Пока в полупроводнике сохраняются уширенные примесные уровни либо обособленная от и примесная зона, уровень легирования относят к среднему (или промежуточному). При Достаточно большой концентрации примесей полностью нарушаются оба неравенства. Примесная зона продолжает расширяться, и при нёк-рой критич. концентрации Л ор она сливается как с зоной проводимости, так и с валентной зоной (рис. 1,е), Плотность состояний оказывается отличной от О практически во всей запрещённой зове полупроводника ( хвосты плотности состояний). При этом газ носителей заряда уже не подчиняется статистике Больцмана он становится вырожденным и подчиняется статистике Ферми. [c.502]

Полученный спектр располагается в области энергий фотонов, меньших энергии ионизации примесей и состоит из линий спектральны.х серий, отвечающих энергиям оптич. переходов из основного состояния во все возможные возбуждённые состояния. У примесей одного типа доноров или акцепторов) разной хим. природы в данном ПП энергии возбуждённых состояний, в к-рые осуществляется переход, различаются очень мало, а энергии осн. состояний и соответственно энергии оптич. переходов, определяющие положение линий в спектрах фотопроводимости, существенно различны (см. Полупроводники), что и позволяет определять хим. природу примесей по спектрам фотопроводимости. Форма спектра и отд. линий даёт возможность судить об энергетич. структуре примесных атомов, их взаимодействии, образовании примесных комплексов, степени неоднородности распределения примесных атомов. Эти данные можно получать также, исследуя спектры поглощения фотонов примесями, т. е. методами абсорбционной спектроскопии. Преимущество Ф. с. состоит в её существенно большей чувствительности. Техника Ф. с. подобна технике абсорбционной спектроскопии, но в отличие от последней, где регистрация излучения, прошедшего через исследуемый образец, производится спец. приёмниками излучения, в Ф, с, приёмником служит сам исследуемый образец. [c.361]

Следовательно, этот электрон может быть легко переведен в свободное состояние и под действием приложенного напряжения принять участие в образовании электронного тока в полупроводнике (рис. 49). На рисунке видно, что основными носителями тока являются электроны, составляющие примесную электропроводность. Две дырки и соответствующие им два электрона получены в результате ионизации атомов германия. Эти носители тока обусловливают собственную электропроводность полупроводника. Общий ток в полупроводнике равен сумме электронного и дырочного токов, но электронный ток во много раз больше дырочного. [c.90]

Большое практическое значение имеют также примесные полупроводники. Малые количества примесных атомов в основном кристалле поставляют электроны в зону проводимости, либо захва-. тывают электроны из заполненной полосы, образуя в ней дырки. Например, если в кристалл кремния введено небольшое число атомов мышьяка, то они уже при комнатной температуре могут терять по одному электрону, которые переходят в состояние, соответствующее свободной полосе энергетических состояний кремния. Чем выше концентрация атомов мышьяка и чем выше температура, тем большее число электронов попадает в зону проводимости. Атомы, которые могут отдавать свои электроны в зону проводимости кристалла, называются донорными примесями. Полупроводники с такими примесями называются электронными полупроводниками или полупроводниками п-типа (электронная проводимость) (см. рис. 27). [c.147]

Примером простого донорного примесного центра в полупроводнике является кристалл кремния с одним атомным узлом, занятым атомом фосфора. Каждый атом в кристалле кремния образует ковалентные связи с четырьмя ближайшими соседями. Это означает, что атом фосфора обладает лишним валентным электроном, который не нужен для связи. Этот электрон непол1ностью свободен, так как ядро фосфора имеет больший положительный заряд, чем ядро атома кремния. Но лишний электрон связан со своим ядром недостаточно прочно, что позволяет ему перемещаться в окрестностях данного примесного центра. Для сохранения нейтральности примесного центра электрон должен л о к а- лизоваться в запрещенной зоне ниже дна зоны проводимости, т. е. электрон может перейти в нелокалйзованное бло-ховское состояние, получив дополнительную энергию не менее АЕй. Тогда донор становится ионизованным и ведет себя как локализованный положительный заряд. [c.92]

Локалкзованные состояния. Как и обычные полупроводники, П. п. могут быть легированы как донорами, так II акцепторами. Энергии локализованных примесных состояний в П. п. определяются не только кулоновским взаимодействием с потенциалом поля примесного центра, но и обменным взаимодействием с локализованными магнитными мо.чентами, расположенными внутри боровского радиуса примесного центра. Такое локализов. состояние наз. связанным магнитным поляроном. Вклад обменного взаимодействия в энергию локализов. состояния зависит от концентрации магн. ионов (т), темп-ры (Т) [c.33]

Рассмотрим случай, когда пространственные размеры области, в которой локализованы электронные и дырочные уровни, значительно превышают постоянную решетки. Поэтому мы можем провести квазиклассическое рассмотрение типа того, которое использовалось нами при описании примесных уровней в полупроводниках (гл. 28). Будем рассматривать электрон и дырку как частицы с массами и т . Эти величины представляют собой эффективные массы носителей в зоне проводимости и в валентной зоне [см. (28.3)1, которые мы для простоты считаем изотропными. Электрон и дырка испытывают кулоновское притяжение, которое экранируется за счет диэлектрической проницаемости е кристалла. Очевидно, мы имеем полную аналогию с задачей об атоме водорода, в которой приведенную водородную массу р, (определяемую равенством 1/р, = 1/Aiprot + 1/mei 1/mei) следует заменить величиной т — приведенной эффективной массой (1/т = 1/m. -f l/m. ), а заряд электрона — величиной е/е. Следовательно, будут существовать связанные состояния, наиниз-шее из которых локализовано в областях с пространственным размером порядка боровского радиуса, определяемого как [c.245]

Фотопроводимость. Внутренний фотоэффект, или фотопроводимость, — это явление возникновения внутри полупроводника избыточных носителей тока под действием освещения. В простейшем случае собственного полупроводника излучение возбуждает валентные электроны в зоне проводимости, где они находятся в свободном состоянии и могут участвовать в процессе переноса заряда. Вклад в прО Зодимость дают также возникаюш,ие в валентной зоне дырки. В примесном полупроводнике -типа кроме собственного фотоэффекта возможно еще возбуждение электронов из связанных состояний на донорных центрах в зону проводимости. Аналогичным образом в полупроводниках р-типа возможно возбуждение электронов из валентной зоны на акцепторные уровни, создавая тем самым подвижные дырки. Характерно, что в обоих случаях" примесной фотопроводимости в кристалле генерируются свободные носители только одного знака. Так же, как и внешний фотоэффект, фотопроводимость проявляется в однородном материале в присутствии внешнего электрического поля. [c.346]

Здесь п — полная концентрация электронов Ап( с) — концентрация электронов в зоне проводимости. Из рис. 11.11 и выражения 11.15) следует, что примесную проводимость можно получить, если каким-либо способом удастся снизить плотность состояний в запрещенной зоне. Второй путь — ввести в полупроводник большое количество примесных атомов так, чтобы перекомпенсировать дефектные состояния. Все это, разумеется, возможно при условии, что примесные атомы образуют донорные (или акцепторные) уровни в запрещенной зоне. [c.365]

Халькогенидные стеклообразные полупроводники менее чувствительны к введению в них примесей. Это связано с особеннностя-ми химических связей в этих материалах. В то же время исследования последних лет дают основание говорить о возможности изменять спектр локальных состояний в запрещенной зоне этих полупроводников путем введения примесных атомов. [c.367]

Если в чистом полупроводнике можно получить вырожденные электронный и дырочный газы лишь за счет значительного нарушения равновесия, то в примесных полупроводниках этого можно достичь и в равновесном состоянии. Равновесный выроледенный газ электронов проводимости может быть реализован в полупроводниках п-типа, а равновесный вырожденный газ дырок — в полупровод- [c.145]

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]

Экситоны. Как уже указывалось, при возбуждении собственной фотопроводимости электроны из валентной зоны перебрасываются в зону проводимости и становятся свободными. Однако возможно и иное течение процесса, когда возбужденный электрон не разрывает связи с дыркой, возникающей в валентной зоне, а образует с ней единую связанную систему. Такая система была впервые рассмотрена Я. И. Френкелем и названа им экситоном. Экситон сходен с атомом водорода в обоих случаях около единичного положительного заряда движется электрон и энергетический спектр является дискретным (рис. 12.9). Уровни энергии экситоиа располагаются у дна зоны проводимости. Так как экситоны являются электрически нейтральными системами, то возникновение их в полупроводнике не приводит к появлению дополнительных носителей заряда, вследствие чего поглощение света не сопровождается увеличением проводимости полупроводника. При столкновении же с фоноиами, примесными атомами и другими дефектами решетки экситоны или рекомби-иируют, или разрываются . В первом случае возбужденные атомы переходят в нормальное состояние, а энергия возбуждения передается решетке или излучается в виде квантов света во втором случае образуется пара носителей — электрон и дырка, которые обусловливают повышение электропроводности полупроводника, [c.327]

Применение метода МСР. Исследования можно разделить на 2 группы изучение явлений, где анализируется поведение в веществе самого положит, мюона р+, рассматриваемого как лёгкий протон изучение проблем, где р рассматривается как простейший зонд в исследуемом веществе, сочетающий свойства пробного заряда и элементарного магнитометра. Часто в одном эксперименте оба аспекта тесно переплетаются. Примеры исследований 1-й группы — эксперименты по изучению электронной структуры мюония в полупроводниках и диффузии мюонов в металлах. Эти эксперименты дополняют исследования поведения водорода в материалах, позволяя получать наглядную картину процессов, в к-рых проявляется квантовая природа поведения лёгкой примесной частицы в тяжёлой кристаллич. решётке. Примерами исследований 2-й группы может служить изучение смешанного состояния сверхпроводников 2-го рода и фазовых переходов с изменением магн. порядка (см. Магнитный фазовый переход). [c.226]

ЦРЫЖКОВАЯ ПРОВОДИМОСТЬ — низкотемпературный механизм проводимости в полупроводниках, при к-ром перенос заряда осуществляется путём квантовых туннельных переходов ( прыжков ) носителей заряда между разл. локализованными состояниями. Прыжки сопровождаются поглощением или излучением фононов. Наиб, изучена П. п. в слаболегированном кристаллич. полупроводнике, где происходит туннелирование между примесными электронными состояниями, а также в аморфных и стеклообразных полупроводниках, в к-рых носители заряда туннелируют между локализов. состояниями хвоста плотности состояний в квазизапре-щённой Зоне. [c.170]

На рис. 2 приведены фототермоионизац. спектры чистых образцов Ge и Si. Линии в спектрах относятся к техноло-гически неконтролируемым остаточным кол-вам примесей и примесных комплексов, В образце Ge (рис. 2, а) суммарная концентрация акцепторов jVa = 6-10 см , доноров Л д = 9 10 см -, темп-ра образца Г=6,5 К, разрешение 0,03 см . В образце Si (рис. 2,6) Л л=10 м 10 см , Т= 1 К, разрешение 0,25 см . Кроме анализа чистоты Ge и Si Ф. с, используется также для исследования локализованных состояний и анализа примесей в арсениде галлия, фосфиде индия, теллуриде кадмия, ПП алмазе и др. Чистые полупроводники AjB, содержат больше остаточных примесей, чем Ge и Si. Для устранения эффектов, связанных с перекрытием состояний близко расположенных атомов примеси, приводящих к сильному уширению и даже исчезновению линий в спектрах, исследуемые образцы помещают в маги, гголе, к-рое сжимает основное и возбуждённое состояния, увеличивает энергии связи электронов и снимает перекрытие состояний. [c.362]

При низких темп-рах Э. в полупроводниках легко связываются с атомом примеси, образуя связанные комплексы, к-рые также проявляются в спектре люминесценции. В многодолинных no.iyпроводниках, к-рые характеризуются наличием неск, экстремумов в зоне проводимости и в валентной зоне, образуются многочастичные экситонно-примесные комплексы—связанное состояние неск. Э, на одном примесном атоме. В непрямозонных полупроводниках (Ge, Si) возможно связывание на одном примесном центре до 4 Э. Причиной устойчивости многочастичных экситонно-примесных комплексов в непрямозонных полупроводниках (Ge, Si) является высокая степень вырождения зон. [c.502]

В полупроводниках носителями заряда, обусловливающими электрическую проводимость, являются дырки-проводимости и электроны. Полу проводник, не содержащий примесей влияющих на его электропровод1 ость называется собсгвенным полупроводии ком. Электропроводимость собствен-ио полупроводника в равновесном состоянии обусловлена как дырками проводимости, так и электронами проводимости, причем их концентрации равны. Полупроводник, электропроводность которого определяется примесями, называется примесным полупроводником. Полупроводник, электрическая проводимость которого обусловлена в основном перемещением дырок проводимости, будет дырочным нолу проводником. У электронного полупроводника проводимость обусловлена в основном электронами прО водимостн. [c.568]

При на.тичии в полупроводнике примеси его оптическое поглощение может быть связано с ионизацией примеси или возбуждением электрона нейтральной примеси в кристалле. Это поглощение называют примесным. При ионизации примеси энергия поглощенного кванта света расходуется на переход электронов с донорных уровней в зону проводимости и из валентной зоны на акцепторные уровни, что в спектре поглощения проявляется в виде примесной полосы поглощения. Если при освещении полупроводника светом происходит переход электрона примеси из основного состояния в возбужденное, то наблюдается линейчатый спектр поглощения. В случае, когда донорные уровни находятся вблизи дна зоны проводимости, примесное поглощение, обусловленное переходами электронов примеси из основного состояния в возбужденное или в зону проводимости, должно находиться в далекой инфракрасной области спектра и экспериментально может наблюдаться лишь при низких температурах, когда большая часть атомов примеси не ионизована. То же самое можно сказать и о спектре поглощения акцепторной примеси. На рис. 12.6 изображен спектр примесного поглощения бора в кремнии. [c.85]

Ф. в. в полупроводниках и диэлектриках связан с прямыми (вертикальными) и непрямыми (невертикальными) оптич. переходами электронов из связанных состояний (валентной зоны или примесных уровней) в свободные (в зоны проводимости, см. Оптические яв.чения в полупроводниках). В чистых и слабо легированных полупроводниковых материалах основную роль играют можзонные переходы (рис. 3). Прямые оптич. переходы определяют основную часть спектральной характеристики Ф. в. в полупроводниках (рис. 4) и могут происходить при энергиях фотонов к ку . Непрямые (с участпом фононов) переходы менее вероятны они формируют длинноволновой участок спектральной характеристики и имеют граничную частоту V,,. На рис. 4 хорошо различаются области, соответствующие непрямым (/гvJ =5,15 эв) и прямым (ку = 5,45 эе) переходам. [c.364]

При изучении кристаллических материалов довольно рана было установлено, что флуктуации потенциала, вызываемые примесями в полупроводнике, приводят к образованию хвостов плотности состояний у краев зон. Это вполне очевидно, если рассмотреть частицу в ящике в качестве модели электронных состояний вблизи дна зоны, как это показано на риЬ. 5.7, и ввести флуктуации потенциала. Такая задача рассматривалась во многих работах в связи с проблемой примесных зон в сильно легированных полупроводниках. Развитая теория, по-видимому, в значительной мере применима и для аморфных материалов ввиду рассмотренных в предыдущем параграфе указаний на то, что отсутствие дальнего порядка само по себе не меняет края зон по сравнению с их видом в кристалле. Часто. используется теория хвостов плотности состояний, предложенная Г альпериным и Лэксом [121, 122]. Для плотности состояний в области низкоэнергетического хвоста они получили зависимость вида ехр[— ], где п может изменяться с в интервале от V2 ДО 2. [c.94]

Неадиабатическое электронно-колебательное взаимодействие. Неадиабатическое электронно-колебательное взаимодействие также приводит к температурному сдвигу и температурному уменьшению времени жизни электронного уровня, тем самым и к уширению чисто-электрон-ной линии и ее колебательных повторений. Неадиабатическое уширение может иметь ярко избирательный характер в случае совпадения энергий некоторых колебательных подуровней двух (и более )электронных состояний, когда возникает ситуация, близкая к состоянию преддиссоциации в молекулах. Расчет для мелких электронных ловушек в полупроводниках, глубина которых сравнима с энергиями предельных оптических фононов и где, следовательно, учесть неадиабатичность необходимо, проведен в работе [130]. Аналогичное рассмотрение выполнено также Кривоглазом [131]. Однако и в случае глубоких локальных состояний электронов в примесных центрах ионных кристаллов неадиабатичность, являющаяся здесь обьпсно малой поправкой, может ярко проявляться из-за чрезвычайной чувствительности чисто-электронной линии в случае малого изменения упругих постоянных при электронном переходе она может играть роль основной причины температурного уширения чисто-электронной линии. Это в особенности существенно в тех случаях, когда поблизости от возбужденного электронного уровня имеются другие электронные состояния, например, если соответствующий электронный уровень расщеплен на компоненты, расстояния между которыми порядка 10" эв. В работе Б. 3. Малкина [93] показано, что, исходя из предположения о неадиабатической связи между возбужденными уровнями Сг , как причине температурного сдвига и уширения / -линии рубина, можно прийти к согласующимся с экспериментом выводам. [c.38]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...