- •Часть 1
- •1. Энергетический спектр носителей заряда
- •1.1. Зонная структура энергетического спектра носителей заряда
- •1.2.Заполнение зон. Эффективная масса носителей заряда
- •1.3. Локальные уровни в запрещенной зоне
- •1.4. Дефекты в кристаллах
- •2. Статистика носите лей заряда в твердом теле
- •2.1.Функция распределения Максвелла— Больцмана
- •2.2.Функция распределения Бозе - Эйнштейна
- •2.3.Функция распределения Ферми—Дирака
- •На рис.2.4. Для сравнения приведены различные кривые распределения электронов.
- •2.4. Концентрация носителей заряда
- •3. Неравновесные носители заряда в полупроводниках
- •3.1. Квазиуровни Ферми и время жизни неравновесных носителей заряда
- •Скорость рекомбинации
- •3.3. Уравнение непрерывности
- •3.4. Соотношения Эйнштейна и диффузионная длина
- •4.1. Контакт мегалл-полупроводник
- •4.2. Контакт полупроводников n и p типа.
- •4.3. Контакт полупроводников n-p-n и p-n-p типа Транзисторные переходы
- •4.4. Полупроводниковые сверхрешетки
- •4.5. Структура металл-диэлектрик-полупроводник.
- •1. Энергетический спектр носителей заряда
- •Зонная структура энергетического спектра носителей заряда
3.3. Уравнение непрерывности
Пусть в полупроводнике р-типа в направлении оси x существует положительный градиент концентрации электронов (неосновных носителей) dn/dx>0. Такой градиент может быть создан, например, инжекцией электронов с одного конца полупроводника. Предположим далее, что в том же направлении х действует электрическое поле напряженности Ex. Выделим в полупроводнике слой толщиной dх, расположенный перпендикулярно оси х, с площадью поперечного сечения 1 см2 (рис. 6.15). Объем этого слоя равен dх. Обозначим концентрацию электронов в слое в момент времени t через п(х,t), а в момент t+dt через п(х, t+dt). Тогда изменение числа электронов в слое за время dt будет равно:
[n(x,t+dt)-n(x,t)]dx =(∂n/∂t)dtdx. (3.30)
Изменение числа электронов в слое вызывается протеканием в нем процессов генерации и рекомбинации носителей, а также диффузией и дрейфом носителей, возникающим под действием градиента концентрации и внешнего поля. Рассмотрим каждый из этих факторов в отдельности.
Генерация носителей. За время dt в слое объемом dх ионизирующий фактор создает gdxdt электронов, где g — скорость генерации электронов.
Рекомбинация электронов. Вследствие рекомбинации ежесекундно в единице объема полупроводника уничтожается R = -(n-n0)/τn электронов. За время dt в объеме dх убыль числа электронов составит: - [(n-n0)/ τn]dxdt.
Рис. 3.3. К выводу уравнения непрерывности.
Диффузия и дрейф носителей. Наличие градиента концентрации и внешнего поля Ex. в направлении оси х приводит к тому, что поток электронов Jп(х), втекающий в слой dх, не равен потоку Jп(х+dх), вытекающему из слоя. Изменение числа электронов в слое за время dt, вызванное различием этих потоков, составит:
(3.31)
Полное изменение числа электронов в слое за время dt (уравнение непрерывности для избыточных электронов) будет равно:
(3.32)
Аналогичное уравнение можно получить для избыточных дырок:
(3.33)
При наличии в полупроводнике электрического поля Ex и градиента концентрации электронов ток будет складываться из двух составляющих: дрейфовой, обусловленной направленным движением электронов под действием внешнего поля и диффузионой, вызванной диффузией электронов.
Дрейфовый ток. Дрейфовое движение электронов и дырок совершается в структуре полупроводника под действием электрического поля и является направленным. Направленное дрейфовое движение носителей заряда встречает ряд специфических для твердых тел препятствий. Они создаются дефектами структуры и тепловыми колебаниями атомов решетки и примесей. Направленное их движение характеризует подвижность носителей заряда ui [см2/(В-с)] которая определяется их средней дрейфовой скоростью в электрическом поле с напряженностью Е=1В/см. Подвижность обратно пропорциональна эффективной массе частиц. Эффективная масса электронов меньше эффективной массы дырок (тп*<тр*) и поэтому их подвижность больше (un>up). Для германия un/up = 3800/1800 ≈2,1 и для кремния un/up= 1400/500 ≈2,8.
На подвижность носителей заряда в основном влияют два физических фактора: тепловые колебания атомов кристаллической решетки (рассеяние носителей заряда на тепловых колебаниях атомов кристаллической решетки) и электрические поля ионизированных примесей (рассеяние на ионах примесей).
В нижней области рабочего диапазона температур рассеяние вызывается дефектами решетки и атомами примеси. При низкой температуре уменьшаются тепловые скорости движения носителей заряда, увеличивается длительность воздействия электрического поля примеси на носитель заряда и подвижность уменьшается при уменьшении температуры.
В диапазоне больших температур преобладает рассеяние носителей заряда на ионах примеси и тепловых колебаниях атомов кристаллической решетки, поэтому с увеличением температуры в этой области подвижность носителей снижается. Рост концентрации носителей сопровождается более частым столкновением частиц, уменьшением длины их свободного пробега и подвижности. Дрейфовый ток равен:
JЭ = nun Ex (3.34)
где un — подвижность электронов; n — их концентрация.
Электропроводимость. Дрейф электронов и дырок (как разноименных зарядов) под действием электрического поля происходит в противоположных направлениях, поэтому суммарная плотность дрейфового тока в кристалле
I = eEx (nun + pup) (3.35)
Коэффициент пропорциональности между напряженностью поля Ex и плотностью тока I составляет удельную проводимость
σ = e(nun + pup) (3.36)
Собственная электропроводимость обусловлена генерацией электронно-дырочных пар, а примесная — ионизацией атомов примеси.
Температурная зависимость удельной проводимости определяется главным образом температурной зависимостью концентрации носителей зарядов. Экспоненциальное увеличение концентраций с повышением температуры у собственных полупроводников предопределяет такой же характер температурного увеличения собственной проводимости.
В примесном полупроводнике в низкотемпературной области (T<-60°С) степень ионизации примеси мала, поэтому невелика и проводимость. При повышении температуры возрастают ионизация примеси и проводимость. В рабочем диапазоне температур (от - 60°С до+100°С) при полной ионизации примесей концентрация основных носителей п и р практически постоянна, поэтому проводимость σn и σp почти не меняется. Некоторое снижение проводимости в рабочей области происходит за счет уменьшения подвижности носителей заряда. При температуре Т свыше критической наступает интенсивная тепловая генерация, что вызывает рост концентрации носителей и проводимости и превращение полупроводника в полуметалл.
Фотопроводимость. Появление в твердом теле избыточных носителей может вызывать свет, падающий на полупроводник. Процесс внутреннего освобождения носителей под действием света называется внутренним фотоэффектом. Повышение концентрации носителей заряда вследствие генерации их светом вызывает повышение проводимости полупроводника. Эту дополнительную проводимость называют фотопроводимостью в отличие от темновой проводимости, обусловленной тепловым возбуждением носителей. Возбуждение дополнительных носителей может происходить с примесных уровней и из валентной зоны (рис.3.4,а). В соответствии с этим различают примесную и собственную фотопроводимости. На рис. 3.4,6 показана схематическая кривая спектрального распределения фотопроводимости. Первый максимум соответствует собственной фотопроводимости, два других - примесной фотопроводимости, обусловленной наличием в полупроводнике двух типов примесей (рис.3.4,а).
Обозначим через Ф интенсивность света, вызывающего переход электронов из валентной зоны в зону проводимости, через α коэффициент поглощения света и через β - квантовый выход (число пар носителей, образованных одним квантом). Тогда число избыточных носителей, ежесекундно генерируемых в единице объема полупроводника, будет равно:
g = βαФ (3.37)
Рис. 3.4. Возбуждение фотоносителей из валентной зоны и примесных уровней (а); спектральное распределение фотопроводимости (б).
В отсутствии рекомбинации это число возрастало бы со временем по линейному закону:
Δnг = βαФt (3.38)
Вследствие же рекомбинации, скорость которой растет с ростом концентрации избыточных носителей, в полупроводнике устанавливается стационарное состояние, при котором скорости генерации и рекомбинации уравновешивают друг друга. Стационарная концентрация избыточных носителей будет равна, очевидно, произведению скорости генерации (7.52) на время их жизни τ:
Δn0 = βαФτn Δp0 = βαФτp (3.39)
Так как избыточные носители имеют практически такую же подвижность, какой обладают равновесные носители, то стационарная фотопроводимость полупроводника будет равна:
σФ = eβαФ(unτn + upτp) (3.40)
Диффузионный ток. Ток, обусловленный диффузией электронов, пропорционален градиенту их концентрации:
JD = Dп(∂п/∂х) (3.41)
Коэффициент пропорциональности Dn называется коэффициентом диффузии.
Полный ток, обусловленный движением электронов, равен:
Jn = nun Ex + Dп(∂п/∂х) (3.42)
Аналогичное выражение можно получить для тока, обусловленного движением дырок:
Jp = nup Ex + Dp(∂p/∂х) (3.43)
Знак минус у диффузионной составляющей указывает на то, что диффузионный ток дырок направлен противоположно градиенту их концентрации (в сторону уменьшения концентрации дырок).
Связь между изменением концентрации носителей в элементарном объеме полупроводника и током, проходящим через этот объем, устанавливается уравнением непрерывности
(3.44)
(3.45)
В стационарных условиях концентрация электронов и дырок не меняется со временем (∂n/∂t=0 и ∂p/∂t = 0) и уравнение непрерывности приобретает следующий вид:
(3.46)
(3.47)
Эти уравнения выражают закон сохранения числа частиц: в стационарных условиях поток частиц, вытекающий из единицы объема полупроводника, равен числу частиц, генерируемых в этом объеме внешним ионизирующим фактором, за вычетом числа частиц, рекомбинирующих в этом объеме.