Сильно легированные полупроводники

Имеется пять особенностей сильно легированных полупроводников, причем две из них видны непосредственно на рис. 44 (виг). [c.121]

Как указывалось в гл. 3, это условие удовлетворяется для собственных и не сильно легированных полупроводников, которые называют поэтому невырожденными полупроводниками. Остановимся на этом важном понятии более подробно. [c.159]

Область 1 соответствует сильно легированному полупроводнику м-типа. Для такого полупроводника >р0, Пл. поэтому г =Тро. Время жизни избыточных носителей в области / не зависит [c.176]

ОТ концентрации основных носителей и определяется временем захвата неосновных носителей (дырок) Трд. Это легко понять, обратившись к рис. 6.10, д и 6.11, а. В сильно легированном полупроводнике п-типа уровень Ферми располагается выше уровня ловушек л. Поэтому все ловушки оказываются заполненными электронами, и пока не освободится хотя бы одна из них, электрон из зоны проводимости не может быть захвачен ловушкой. Зато, как только ловушка освободится, т. е. как только она захватит дырку, она мгновенно будет занята одним из электронов зоны проводимости, которых в полупроводнике п-типа очень много, и акт рекомбинации произойдет. Именно поэтому в полупроводнике п-типа время жизни определяется временем захвата дырки Тро, полностью заполненным рекомбинационным уровнем Ел (ловушками). [c.177]

В сильно легированном полупроводнике р-типа (рис. 6.11, в) уровень Ферми расположен вблизи валентной зоны (рис. 6.10, а, область IV), поэтому концентрация дырок в валентной зоне велика и почти все ловушки пустые. В этом случае время жизни электронно-дырочной пары определяется захватом электронов (концентрация которых мала) на уровень ловушки как только электрон будет захвачен ловушкой, она мгновенно заполнится одной из дырок, число которых велико. Время жизни будет определяться временем захвата электрона на пустые ловушки т о- Как и в материале п-типа, время жизни электронно-дырочных пар контролируется временем захвата неосновных носителей. [c.177]

Дальний и ближний порядки могут реализовываться в ориентации молекул ориентационный порядок), магнитных моментов магнитное упорядочение), дипольных электрических моментов. Упорядочение электронного газа вигнеровская кристаллизация — образование периодической пространственной структуры электронного газа при низких температурах) используется при интерпретации фазовых превращений металл — диэлектрик , в теории сильно легированных полупроводников, при описании свойств поверхности твердых тел и др. [c.21]

Некоторые особенности теплопроводности полупроводников заслуживают специального рассмотрения. В чистых полупроводниках теплопроводность при нормальных и низких температурах определяется главным образом решеткой и поэтому обнаруживает такое же поведение, как и в неметаллах, которое уже описывалось ранее. Введение небольшого количества примесей прежде всего уменьшает фононную теплопроводность, поскольку фононы начинают испытывать рассеяние на ионах примеси, а во многих случаях также и на электронах, появляющихся из-за наличия примесей. Последний тип рассеяния во многом отличается от рассеяния на электронах, образующих вырожденную систему, когда в рассеянии участвуют только электроны с энергиями, близкими к энергии Ферми. При достаточно сильном легировании полупроводника может стать существенной и электронная теплопроводность, но, если система электронов остается невырожденной, соотношение между электропроводностью и электронной теплопроводностью имеет иной вид, чем в обычном металле. Существует еще один дополнительный механизм переноса тепла в полупроводниках. Электрон-дырочные пары, образующиеся на горячем конце сносятся в направлении градиента температуры и рекомбинируют на холодном, конце. При этом происходит перенос по полупроводнику энергии ионизации пары. [c.253]

В последние годы большое внимание в физике конденсированной среды уделено исследованию процессов переноса в материалах с неупорядоченной структурой - жидкостях, стеклах, сильно легированных полупроводниках, неоднородных проводниках. Примерами последних могут служить сильно спрессованные смеси проводящих и непроводящих материалов двухфазные системы, в которых одна фаза обладает значительно большей проводимостью, нежели другая микропористые стекла, поры которых заполнены различными веществами. Особый интерес представляют собой ультрадисперсные среды, состоящие из малых частиц с размерами 1 10 -1 10 м. [c.5]

При высоких температурах, при малой ширине запрещенной зоны, при сильном легировании полупроводника, когда уровень Ферми оказывается в валентной зоне или зоне проводимости, это условие не выполняется. В этом случае полупроводник называется вырожденным. К нему уже не применима статистика Максвелла—Больцмана. Распределение электронов и дырок по энергиям описывается функцией распределения Ферми—Дирака. [c.58]

Дж. Займан, проф. Бристольского университета (Англия) хорошо известен советскому читателю по книгам Электроны и фононы (М. ИЛ, 1962), Принципы теории твердого тела (М. Мир, 1966, 1974), Современная квантовая теория (М. Мир, 1971), Вычисление блоховских функций (М. Мир, 1973). Данная книга охватывает широкий круг вопросов, так или иначе связанных с наличием какого-либо беспорядка в атомной или электронной системе конденсированного вещества,— от статистической теории жидкостей и теории фазовых переходов до физики полимеров и электронных процессов в жидких металлах и сильно легированных полупроводниках. Изучены различные типы беспорядка (топологический, беспорядок замещения и др.). [c.4]

В сильно легированных полупроводниках ситуация может быть иной примеси могут оставаться ионизованными и при нулевой температуре [6]. [c.118]

Таким образом, в сильно легированном полупроводнике электрически активная примесь может существовать в нескольких формах одиночные примесные атомы (ионы) ассоциации примесных атомов различного типа ассоциации, состоящие из примесных атомов и собственных дефектов. [c.280]

Проводимость, связанная с носителями, которые совершают перескоки между локализованными состояниями вблизи уровня Ферми. Этот процесс аналогичен прыжковой проводимости по примесям в сильно легированных компенсированных полупроводниках. В области локализованных состояний электрон с заданной энергией не может удалиться достаточно далеко от своего центра локализации. Хотя может существовать перекрытие волновых функций некоторых состояний, отвечающих достаточно близким потенциальным ямам, его недостаточно для того, чтобы проводимость системы при Т=0 К была отлична от нуля. В области локализованных состояний стационарный перенос заряда может происходить лишь путем перескоков носителей [c.361]

Дальнейшее увеличение концентрации примеси приводит к тему, что примесная зона продолжает расширяться и сливается (образец п-типа) с зоной проводимости (рис. 44, в Ес и Е — бывшие границы зоны проводимости и валентной зоны EF — уровень Ферми в отсутствие компенсации). Энергия активации примеси при этом обращается в нуль. В таком материале уже нельзя провести четкое различие между зоной проводимости и примесной имеется единая область дозволенных значений энергии, проникающая в глубь запрещенной зоны. Эту область по-прежнему будем называть примесной. Полупроводник, в котором примесная зона слилась с ближайшей к ней собственной зоной кристалла, называется сильно легированным. [c.121]

Первая особенность состоит в том, что уровень Ферми попадает в дозволенную область энергий в сильно легированном некомпенсированном полупроводнике имеет место вырождение газа основных носителей заряда (в конкретном случае — электронов). Поэтому такие материалы часто называют вырожденными. [c.121]

Первый метод состоит в добавлении легированного полупроводника в расплав в процессе вытягивания. Первоначально ведут вытягивание монокристалла, наиример, из расплава -германия. В известный момент в расплав вводят навеску сильно легированного р-германия. Сразу же в вытягиваемом кристалле начнет преобладать р-проводимость. Полученная р-область вместе с ранее выращенным участком кристалла образует р- н-переход. [c.184]

Пятая особенность сильно легированных полупроводников связана с ролью экранирования поля заряженных атомов примеси. Причины, вызывающие эффект экранирования, могут быть различными перераспре Деление свободных носителей заряда в пространстве, преимущественное расположение отрицательно заряженных ионов примеси около положительных (в случае компенсации) и т. д. Рассмотрим следствия из этого факта. [c.123]

В сильно легированном полупроводнике можно добиться условия, при котором Го ав, где ав —радиус первой боров-ской орбиты 1ВО Дородоподо1бного иона в кристалле. Указанное соотношение между го и Зв при экранировании приводит к исчезновению дискретных уровней, создаваемых примесным ионом. Поэтому если исчезают примесные уровни, то не может существовать примесная область спектра. Попутно поясним, что роль экранирования определяется и концентрациями свободных носителей заряда, и концентрацией заряженных атомов примеси. Но указанные величины зависят от характера энергетического спектра системы—от того, существуют ли и в каком количестве примесные уровни. Поэтому задача сводится к тому, что сам энергетический спектр сильно легированного полупроводника следует определять самосогласованным полем. [c.123]

Пятая особенность сильно легированных полупроводников приводит (в логическом плане) к необходимости ставить задачу об энергетическом спектре сильно легированного полупроводника в рамках современной теории многих тел. В указанном плане рещение этой задачи сводйтся к нахож- [c.123]

Рис. 2. Энергия носителей заряда в поле прииесей при сильно легировании полупроводника.

Другим источником ростовых микродефектов могут быть легирующие и сопутствующие фоновые примеси, когда их концентрация в выращиваемом монокристалле достаточна для образования в процессе посткри-сталлизационного охлаждения (или при последующей термообработке) пересыщенного примесного твердого раствора в данном полупроводниковом материале. Характерными примерами в этом отношении являются легирующие примеси в сильно легированных полупроводниках, а также кислород в выращиваемых по методу Чохральского монокристаллах кремния. Несмотря на то, что в данном случае концентрация при- [c.48]

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]

В полуметаллах и сильно легированных полупроводниках плотность электронов меняется в зависимости от содержания примеси от 101 дд 10 1 При Ме1У 0 см- энергия [c.155]

Ое) примесная зона сливается с зоной проводимости (в случае акцепторной 11римеси - с валентной зоной), и ширина запрещенной зоны уменьшается. В таких "сильно легированных" полупроводниках грани1№>1 этих зон оказываются нерезкими, в области ранее запрещенных энергий появляются так называемые "хвосты состояний , которые связаны со случайными колебаниями концентрации примеси в кристалле. [c.105]

Что же это Просто умная книга, написанная критически настроенным ученым и охватывающая нетрадиционно широкий круг вопросов — от теории фазовых переходов (все же так или иначе связанных с неупорядоченными материалами) до электронных процессов в жидких металлах и сильно легированных полупроводниках. [c.5]

При рассмотрении сильно легированных полупроводников необходимо учитывать хвосты зон. В области хвостов зон флуктуации потенциала нарушают трансляционную симметрию кристалла и так деформируют волновые функции, что они перестают быть подобными плоским волнам, и поэтому правило й-отбора становится неприменимым. Однако при больших энергиях фотонов, превышающих ширину запрещенной зоны, переходы будут происходить между состояниями невозмущенных зон, где правило А-отбора выполняется. Поэтому Стерн использовал матричный элемент, который нри больших энергиях фотонов соответствует переходам, для которых справедливо правило -отбора, а при малых энергиях описывает не подчиняющиеся этому правилу переходы между локализованными состояниями хвоста зоны и состояниями в невозмущенной зоне, волновые функции которых подобны плоским волнам [И, 51]. Выражение для такого матричного элемента получается при нредноложении, что огибающая функция имеет вид [c.175]

Для ряда практических применений (создание туннельных диодов, светодиодов и других полупроводниковых приборов) необходимо получать сильно легированные полупроводники. Поэтому представляется важным знание предельной растворимости Сзтах примесей в материале (в твердой фазе). Под этим термином подразумевается концентрация примеси в насыщенном твердом растворе, образованном основным веществом и данной примесью. Если концентрация примеси в полупроводнике меньше Сзтах, то примесь распределяется в кристаллической решетке моно-атомно если превышает С тах, то, как показывают исследования, в выращиваемом кристалле появляются структурные нарушения, например, макроскопические частицы инородной фазы, что сопровождается резким ростом, в первую очередь, плотности дислокаций. При легировании кристаллов большими концентрациями примесей важно иметь запас в рас- [c.278]

Кроме того, когда речь идет о сильном легировании полупроводников электрически активной примесью (легирующие примеси), то надо иметь в виду, что, например, в элементарных полупроводниках довольно часто наблюдается несоответствие между концентрациями носителей заряда и электрически активной примеси п р) < Сзтах- Поэтому было введено также понятие предельной растворимости электрически активной примеси. Предельной растворимостью электрически активной примеси называют максимальную концентрацию электрически активной примеси в твердой фазе, которую можно создать введением данной примеси. Экспериментально можно определить измеряя зависимость концентрации электрически активной примеси в твердой фазе С,- от концентрации примеси в расплаве С . Если С,- измерить с помощью эффекта Холла (см.гл. 5), то есть электрическим методом, а полную концентрацию примеси в твердой фазе s измерить каким-либо другим методом, например, радиоактивным или масс-спектроскопическим, то общий вид зависимостей С и С5 от С1 может быть представлен графиком, изображенным на рис. 7.8. В области достаточно малых значения С и С,- совпадают однако, начиная с некоторых С1, кривая С,-(С ) обнаруживает тенденцию к насыщению, в то время как С5(С ) продолжает расти. Значение и есть предельная растворимость электрически активной примеси. [c.279]

Сильно легированные полупроводники. При больших концентрациях примесей (или дефектов) их вз-ствие ведёт к изменениям свойств П. Это можно наблюдать в сильно легированных П., содержащих примеси в столь больших концентрациях iVnp, что ср. расстояние между ними, примерно равное становится меньше (или [c.564]

Третья особенность сильно (промежуточно) легированных полупроводников состоит в том, что носители заряда в них движутся в случайном поле примесей. Это поле представляет собой совокупность случайно расположенных трехмерных потенциальных ям и горбов случайной высоты и формы. Ямы можно представить как результат случайных скоплений примесных ионов в областях, линейные размеры которых меньше Го горбам соответствуют области обеднения. Такие скопления примесных атомов иногда называют кластерами. Случайное поле раооматриваемого вида (даже при одном типе примеси) действует и на электроны, и на дырки. Ведь потенциальная яма для электрона есть вместе с тем и потенциальный горб (барьер) для дырки. Именно по этой причине примесные области спектра возникают, вообще говори как у верхней, так и у нижней границы запрещенной зоны при введении в кристалл только одного вида примесей (рис. 44, в). [c.122]

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]

Позтому для создания омич, контактов часто предпочитают сильно легированные приконтактные области полупроводника, образующие с основным его объёмом пзотопный гомопереход, напр, п —п (рис. 4), где переход образован сильно п ) п слабо (п) легированными областями. Такой переход обладает теми же свойствами, что и контакт металл — по-—лупроводннк с антизапорным слоем. Свойства такого омич, контакта не зависят от изгиба зон непосредственно у металла. [c.447]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...