Меню Рубрики

Объясните с точки зрения электронной теории проводимость полупроводников

Полупроводниками являются твердые тела, которые при Т = 0 характеризуются полностью занятой электронами валентной зоной, отделенной от зоны проводимости сравнительно узкой (Е порядка 1 эВ) запрещенной зоной. Электропроводность полупроводников меньше электропроводности металлов и больше электропроводности диэлектриков.

В природе полупроводники существуют в виде элементов (элементы IV, V и VI групп таблицы Менделеева), например Si, Ge, As, Se, Те, и химических соединений, например оксиды, сульфиды, селениды, сплавы элементов различных групп.

Различают собственные и примесные полупроводники.

Собственными полупроводниками являются химически чистые полупроводники, а их проводимость называется собственной проводимостью (химически чистые Ge, Se, многие химические соединения: InSb, GaAs, CdS и др.)

При 0 К и отсутствии других внешних факторов собственные полупроводники ведут себя как диэлектрики. При повышении же температуры электроны с верхних уровней валентной зоны I могут быть переброшены на нижние уровни зоны проводимости II (рис. 3,а). При наложении на кристалл электрического поля они перемещаются против поля и создают электрический ток. Таким образом, зона II из-за ее частичного «укомплектования» электронами становится зоной проводимости. Проводимость собственных полупроводников, обусловленная электронами, называется электронной проводимостью или проводимостью n-типа (от лат. negative — отрицательный).

Рисунок 3 Собственная проводимость полупроводников

В результате тепловых забросов электронов из зоны I в зону II в валентной зоне возникают вакантные состояния, получившие название дырок. Во внешнем электрическом поле на освободившееся от электрона место — дырку — может переместиться электрон с соседнего уровня, а дырка появится в том месте, откуда ушел электрон, и т. д. Такой процесс заполнения дырок электронами равносилен перемещению дырки в направлении, противоположном движению электрона, так, как если бы дырка обладала положительным зарядом, равным по величине заряду электрона. Проводимость собственных полупроводников, обусловленная квазичастицами — дырками, называется дырочной проводимостью или проводимостью р-типа (от лат. positive — положительный).

Таким образом, в собственных полупроводниках наблюдаются два механизма проводимости: электронный и дырочный. Число электронов в зоне проводимости равно числу дырок в валентной зоне, так как последние соответствуют электронам, возбужденным в зону проводимости. Следовательно, если концентрации электронов проводимости и дырок обозначить соответственно nе и nр, то

Проводимость полупроводников всегда является возбужденной, т. е. появляется только под действием внешних факторов (температуры, облучения, сильных электрических полей и т. д.).

В собственном полупроводнике уровень Ферми находится в середине запрещенной зоны (рис. 3,б). Для переброса электрона с верхнего уровня валентной зоны на нижний уровень зоны проводимости затрачивается энергия активации, равная ширине запрещенной зоны E. При появлении же электрона в зоне проводимости в валентной зоне обязательно возникает дырка. Следовательно, энергия, затраченная на образование пары носителей тока, должна делиться на две равные части. Так как энергия, соответствующая половине ширины запрещенной зоны, идет на переброс электрона и такая же энергия затрачивается на образование дырки, то начало отсчета для каждого из этих процессов должно находиться в середине запрещенной зоны. Энергия Ферми в собственном полупроводнике представляет собой энергию, от которой происходит возбуждение электронов и дырок.

Удельная проводимость собственных полупроводников

где 0 — постоянная, характерная для данного полупроводника.

Увеличение проводимости полупроводников с повышением температуры является их характерной особенностью (у металлов с повышением температуры проводимость уменьшается). С точки зрения зонной теории с повышением температуры растет число электронов, которые вследствие теплового возбуждения переходят в зону проводимости и участвуют в проводимости. Поэтому удельная проводимость собственных полупроводников с повышением температуры растет.

Наиболее распространенным из полупроводниковых элементов является германий, имеющий решетку типа алмаза, в которой каждый атом связан ковалентными связями с четырьмя ближайшими соседями. Упрощенная плоская схема расположения атомов в кристалле Ge дана на рис. 4, где каждая черточка обозначает связь, осуществляемую одним электроном. В идеальном кристалле при 0 К такая структура представляет собой диэлектрик, так как все валентные электроны участвуют в образовании связей и, следовательно, не участвуют в проводимости. При повышении температуры (или под действием других внешних факторов) тепловые колебания решетки могут привести к разрыву некоторых валентных связей, в результате чего часть электронов отщепляется и они становятся свободными. В покинутом электроном месте возникает дырка (она изображена белым кружком), заполнить которую могут электроны из соседней пары. В результате дырка, так же как и освободившийся электрон, будет двигаться по кристаллу. Движение электронов проводимости и дырок в отсутствие электрического поля является хаотическим. Если же на кристалл наложить электрическое поле, то электроны начнут двигаться против поля, дырки — по полю, что приведет к возникновению собственной проводимости германия, обусловленной как электронами, так и дырками.

Рисунок 4 Кристаллическая решетка германия

В полупроводниках наряду с процессом генерации электронов и дырок идет процесс рекомбинация: электроны переходят из зоны проводимости в валентную зону, отдавая энергию решетке и испуская кванты электромагнитного излучения. В результате для каждой температуры устанавливается определенная равновесная концентрация электронов и дырок.

С точки зрения классической электронной теории металлов при образовании кристаллической решетки от атомов отщепляются некоторые, слабее всего связанные с ними электроны (валентные). Отщепленные электроны становятся общими для всех атомов и могут свободно перемещаться в кристалле. Именно эти электроны, в отличие от электронов,

заполняющих внутренние электронные оболочки атомов, обеспечивают электропроводность металлов. Поэтому их называют электронами проводимости. Следует отметить, что электроны проводимости в металлах не являются, вообще говоря, абсолютно свободными и испытывают взаимодействие с ионами, находящимися в узлах кристаллической решетки. Однако в первом приближении этим взаимодействием можно пренебречь. Справедливость такого подхода подтверждается, в частности, высокой проводимостью металлов, что может иметь место только в случае достаточно свободного движения электронов внутри проводника. Таким образом, в проводниках можно рассматривать идеальный газ свободных электронов или электронный газ.

2. Почему сопротивление металлов увеличивается с возрастанием температуры?

С повышение температуры увеличивается амплитуда колебаний атомов в узлах кристаллических решетках металлов, в результате чего возрастает вероятность столкновения свободных электронов с ними. Соответственно при одном и том же токе протекающем через проводник, требуются различные величины Э.Д.С приложенные к нему.

3. У всех ли проводников сопротивление увеличивается с возрастанием температуры?

Нет. Среди проводников есть исключения с отрицательным ТКС, в частности, это жидкие проводники и уголь.

4. Что называется температурным коэффициентом сопротивления?

Температурный коэффициент электрического сопротивления, это величина, равная относительному изменению электрического сопротивления участка электрической цепи или удельного сопротивления вещества при изменении температуры на единицу.

ТКС характеризует зависимость электрического сопротивления от температуры и измеряется в кельвинах в минус первой степени (К -1 ).

studopedia.org — Студопедия.Орг — 2014-2019 год. Студопедия не является автором материалов, которые размещены. Но предоставляет возможность бесплатного использования (0.001 с) .

Краткая теория к лабораторным работам № 322 324 325 механизм собственной и примесной проводимости полупроводников с точки зрения зонной теории

краткая теория к лабораторным работам № 322, 324, 325.

Механизм собственной и примесной проводимости полупроводников с точки зрения зонной теории.

Полупроводники — это вещества, имеющие при комнатной температуре удельную электрическую проводимость в интервале от 10 -8 до 10 6 Ом -1 м -1 , которая в сильной степени зависит от вида и количества примеси и структуры вещества, а также от внешних условий: температуры, освещения, внешних электрических и магнитных полей, облучения. Электропроводность твердых тел в современной физике объясняется на основе зонной теории. На рис. I показаны упрощенные диаграммы энергетических зон собственного, акцепторного и донорного полупроводников.

Нижняя зона представляет собой валентную зону, которая у полупроводников так же, как и у диэлектриков, при температуре, равной абсолютному нулю, полностью заполнена электронами. Валентная зона и зона проводимости разделены энергетическим интервалом, так называемой запрещенной зоной, величина которой (Е) для полупроводников имеет значения до 2-3 эВ, для диэлектриков более 2-3 эВ (Металлы имеют или частично заполненную валентную зону, или полностью заполненную валентную зону, перекрывающуюся с зоной проводимости.)

Существование запрещенной зоны энергий можно объяснить, исходя из особенностей химической связи в полупроводниках. При ненарушенных связях в кристалле (нет химических примесей и структурных дефектов) все валентные электроны каждого атома (два S — электрона и два Р -электрона) участвуют в образовании ковалентных связей. В таком состоянии (температура абсолютного нуля и отсутствие внешних ионизирующих воздействий) кристалл является изолятором. Для создания подвижных электронов необходим разрыв некоторого количества связей. Это происходит при повышении температуры и под действием ионизирующих излучений. При разрыве каждой связи возникает один электрон проводимости и одно вакантное квантовое состояние электрона.

Рис. I. Энергетические зоны проводников:

а – собственного; б – акцепторного; в – донорного.

Наименьшее приращение энергии электрона при его переходе из связанного состояния в состояние проводимости (работа разрыва связи) есть ширина запрещенной зоны  Е.

При абсолютном нуле полупроводник не имеет свободных электронов в зоне проводимости и является изолятором. Однако с повышением температуры электроны получают тепловую энергию, которая для части электронов оказывается достаточной для преодоления запрещенной зоны и перехода их в зону проводимости. В результате полупроводник теряет свойства идеального изолятора, так как электрическое поле имеет возможность изменять состояние электронов, находящихся в зоне проводимости. Кроме того, вследствие образования вакантных уровней в валентной зоне, электроны этой зоны также могут изменять свою скорость под действием внешнего поля. Поведение электронов валентной зоны может быть представлено как движение положительно заряженных квазичастиц, получивших название «дырок».

Таким образом, полупроводники обладают двумя видами электропроводности: электронной, обусловленной движением свободных электронов в зоне проводимости, и дырочной, обусловленной движением дырок в валентной зоне.

Проводимость чистых полупроводников создается как электронами, так и дырками и называется собственной проводимостью. Уровень Ферми в собственных полупроводниках находится посередине запрещенной зоны.

Типичными представителями полупроводников являются химически чистые элементы IV группы таблицы Менделеева. В кристаллической решетке этих элементов (например, германия) каждый атом образует четыре парно-электронные (ковалентные) связи с соседними атомами.

Введение в полупроводники незначительного количества примесей

(  10 -4 %) приводит к значительному увеличению электропроводности полупроводника. Проводимость, обусловленная наличием примесей в полупроводнике, называется примесной .

Рассмотрим механизм примесной проводимости полупроводников.

При замещении атома германия атомом, имеющим три валентных электрона (I n , B), одна валентная связь германия оказывается не заполненной электроном. Электрон одной из соседних заполненных связей может перейти в незаполненную связь. Причем этот переход требует гораздо меньшей энергии (E a ) по сравнению с энергией Е отрыва электрона от атома в идеальной решетке германия. По зонной теории введение трехвалентной примеси в решетку германия приводит к возникновению свободных уровней Е а вблизи потолка валентной зоны (рис I б).

Читайте также:  Кто делал лазерную коррекцию зрения в меди

Уровни, способные захватывать валентные электроны, называются акцепторными. Часть валентных электронов покидает валентную зону и занимает эти уровни, оставляя после себя в валентной зоне дырки, которые являются основными носителями тока в подобного рода полупроводниках. Такие полупроводники называются полупроводниками р-типа.

Уровень Ферми в акцепторных полупроводниках располагается вблизи примесных уровней.

Если в кристалл германия ввести пятивалентный атом примеси (например, мышьяк), то пятый электрон мышьяка окажется слабо связанным с атомом. Для того чтобы оторвать его от атома и превратить в свободный носитель тока, требуется значительно меньшее количество энергии Eд, чем энергия Е высвобождения электрона из валентной связи. Согласно зонной теории (рис. i в), добавление пятивалентной примеси в чистый полупроводник IV группы приводит к возникновению в запрещенной зоне вблизи дна зоны проводимости дополнительных уровней энергии е д , с которых электроны могут переходить в зону проводимости.

Уровни, способные отдавать электроны в зону проводимости, называются донорными , а полупроводник с такого рода примесью называется полупроводником n-типа (электронного типа проводимости). Уровень Ферми в донорных полупроводниках находится вблизи примесных уровней.

Зависимость проводимости полупроводника от температуры

При нагревании проводимость полупроводников резко возрастает. Температурная зависимость проводимости  собственного полупроводника определяется изменением концентрации n и подвижности электронов  — и дырок  + от температуры:

 = e ( n —  — + n +  + ) ( 1 )

Подвижность носителей заряда в полупроводниках зависит от температуры сравнительно слабо и с ее возрастанием уменьшается по закону   T –3/2 . Это объясняется тем, что с повышением температуры возрастает число столкновений в единицу времени, вследствие чего уменьшается скорость направленного движения носителей заряда в поле единичной напряженности.

Рассмотрим донорный полупроводник. Вследствие малой концентрации электронов проводимости полупроводники подчиняются классической статистике Максвелла-Больцмана. Поэтому в области низких температур для концентрации электронов в зоне проводимости с одним видом примеси имеем:

n = A T 3/2 e —  W / kT , ( 2)

где А — коэффициент, не зависящий от Т; W — энергия активации примеси, то есть энергетический интервал между донорным уровнем и нижним краем зоны проводимости ( рис. Iв) К — постоянная Больцмана.

Так как подвижность  и множитель Т 3/2 в формуле (2) с температурой меняются медленно по сравнению с экспоненциальным членом и в противоположные стороны, то в рассматриваемой области низких температур удельная проводимость примесного полупроводника изменяется по экспоненциальному закону:

где В — величина, практически постоянная в данной области температур.

Прологарифмировав уравнение (3), получим:

ln  = lnB – (  W/k)(1/T). (4)

Откладывая по оси абсцисс I / Т, а по оси ординат ln, получим в области относительно низких температур (область I на рис.2) прямую, угловой коэффициент которой W/ k = tg  определяется энергией активации примеси W.

При достаточно высокой температуре практически все носители тока перейдут с донорных уровней в зону проводимости, и концентрация свободных электронов будет оставаться постоянной. Область II (рис.2) называется областью «истощения примеси». В данном интервале температур проводимость будет несколько падать из-за уменьшения подвижности носителей тока.

В области собственной проводимости, когда начнутся переходы электронов из валентной зовы в зону проводимости:

n + = n — = A T 3/2 e —  E/ 2 k T ; (5)

и при графическом построении в полулогарифмических координатах получается прямая (область III на рис. 2), наклон которой определяется шириной запрещенной зоны.

Рис. 2. Температурная зависимость удельной

проводимости полупроводника с одним видом примеси

Свойства электронно-дырочного перехода в полупроводниках

Рассмотрим контакт двух примесных полупроводников с различным типом примеси — донорной ( n — типа) и акцепторной ( р — типа). Тонкий слой на границе между двумя областями кристалла с разными типами проводимости называют электронно-дырочным переходом, или p-n- переходом.

Электроны являются основными носителями заряда в области n — типа и неосновными — в области р — типа. Дырки же — основные носители заряда в области p -типа и неосновные в области n — типа. Концентрация основных носителей заряда в германии и кремнии составляет, примерно, I0 22 м -3 , а неосновных — I0 16 м -3 .

Такое различие в концентрациях носителей одного типа по обе стороны контакта ведет к возникновению диффузионных потоков дырок (из области p -типа в область n – типа) и электронов — в обратном направлении. В результате n-полупроводник вблизи контакта заряжается положительно, p-полупроводник -отрицательно, и между ними возникает разность потенциалов (рис. З).

Контактное поле противодействует диффузии основных носителей тока (электронов из n — области и дырок из p — области), и в результате наступает динамическое равновесие, когда ток, обусловленный основными носителями тока (j осн ), уравновешивается встречным током неосновных носителей (j неосн ), для которых контактное поле является ускоряющим (рис.3).

Рис. 3. Появление контактного поля Е к

вблизи p- n- перехода

Наличие избыточного положительного заряда в n- области и отрицательного заряда в p- области приводит к тому, что все энергетические уровни (в том числе и уровень Ферми) n- области понижаются, a p- области повышаются. Диффузионный поток прекращается, когда уровни Ферми выравниваются, и в результате между двумя областями устанавливается равновесная контактная разность потенциалов U k .

На рис. 4 показана схема энергетических уровней в р – и n — полупроводниках непосредственно в момент их соприкосновения, то есть до начала диффузионного перехода носителей зарядов. На рис. 5 приведена схема энергетических уровней после установления равновесия.

Высота потенциального барьера eU k в месте контакта в момент равновесия определяется разностью значений энергий Ферми в р- и n- полупроводниках. Когда внешнее поле отсутствует, результирующий поток зарядов через область контакта, обусловленный как основными, так и неосновными носителями, равен нулю, и ток через p-n- переход не протекает.

Рис. 4. Схема расположения энергетических уровней в момент соприкосновения полупроводников до установления равновесия.

Рис. 5. Расположение энергетических уровней в области p– n – перехода после установления равновесной контактной разности потенциалов.

Предположим теперь, что к p-n- переходу приложено внешнее поле. В зависимости от знака внешней разности потенциалов высота потенциального барьера будет либо уменьшаться (рис. 6), либо увеличиваться (рис. 7) по сравнению с равновесным, и через p-n- переход будет протекать электрический ток.

Вольтамперная характеристика p-n- перехода.

Зависимость тока от напряжения (вольтамперная характеристика p-n- перехода) описывается формулой (7). Ток через переход определяется как основными, так и неосновными носителями:

j = j осн – j неосн = c e -∆E / 2kT (e  eU / kT — 1), (7)

где С — постоянная, не зависящая от температуры и приложенного напряжения;

Е — ширина запрещенной зоны;

U — приложенное напряжение.

Знак “+” в показателе степени соответствует напряжению, приложенному в «прямом» направлении, то есть, когда положительный полюс внешнего источника подключен к р- области, а знак “-” соответствует напряжению, приложенному в «обратном» направлении.

Как видно из рис. 6, прямое смещение уменьшает высоту потенциального барьера, облегчая движение основных носителей через переход.

Обратная разность потенциалов (рис. 7) увеличивает высоту потенциального барьера и препятствует движению основных носителей через переход. Движение неосновных носителей не зависит от приложенного напряжения.

Рис.6. Энергетические уровни в области p-n- перехода

при «прямом» внешнем напряжении.

Рис.7. Энергетические уровни в области p-n- перехода

при «обратном» внешнем напряжении.

Обозначим компоненту тока, обусловленную неосновными носителями, j s .

Тогда формула (7) примет вид:

j = j s (e  eU / kT — 1), (8)

Проанализируем формулу (7). Так как при комнатной температуре kT/e составляет около 0,025 В, то при положительных напряжениях порядка нескольких десятых вольта в формуле (7) можно пренебречь единицей по сравнению с экспоненциальным членом.

j = c e -∆E / 2kT e eU / kT = j s e eU / kT , (9)

Таким образом, ток через p-n- переход, смещенный в прямом направлении, возрастает экспоненциально с ростом напряжения. Этот ток обусловлен основными носителями зарядов.

При отрицательных напряжениях (обратное смещение) порядка нескольких десятых вольта можно пренебречь экспоненциальным членом по сравнению с единицей, и формула (7) примет вид:

j = -j s = — c e -∆E / 2kT , (10)

В этом случае величина обратного тока j s полностью определяется движением неосновных носителей зарядов через р-n- переход, так как увеличение потенциального барьера (рис. 7) практически делает невозможным движение через р-n- переход основных носителей зарядов.

На рис. 8 приведен график вольтамперной характеристики р-n- перехода, построенный в соответствии с формулой (7). При построении графика масштабы его выбираются различными для «прямого» и «обратного» токов, так как величина «прямого» тока значительно выше величины «обратного».

Таким образом, если к полупроводнику, содержащему р-n- переход, приложить внешнее поле так, что n- область будет соединена с положительным полюсом источника тока, а р- область — с отрицательным, тo полупроводник практически не будет проводить электрический ток. При пропускном (прямом) направлении внешнего поля, когда n- область соединена с отрицательным полюсом источника тока, а р- область — с положительным, через р-n- переход будет проходить электрический ток, величина которого экспоненциально возрастает с ростом напряжения.

Рис. 8. Вольтамперная характеристика р-n- перехода.

Фотопроводимость полупроводников. Фотосопротивления .

Важной особенностью полупроводников является способность увеличивать электропроводность под действием света. Это явление получило название внутреннего фотоэффекта, или фотопроводимости. Полупроводник, меняющий свою проводимость при освещении его светом, называется фотосопротивлением. Уменьшение сопротивления полупроводника, обусловленное поглощением света, объясняется увеличением числа свободных носителей заряда.

Внутренний фотоэффект заключается в том, что под действием света происходит перераспределение электронов по энергетическим уровням .

Если энергия кванта hν превышает ширину запрещенной зоны Е, поглотивший квант электрон переходит из валентной зоны в зону проводимости. В результате появляется дополнительная пара носителей зарядов — электрон и дырка, что приводит к увеличению электропроводности вещества.

Если в веществе есть примеси, то под действием света с энергией кванта

hν  Е, где Е — энергия активации примеси, электроны могут переходить из валентной зоны на уровни примеси или с примесных уровней в зоны проводимости. В первом случае возникает дырочная проводимость, во втором — электронная.

Носители тока, возникшие в результате освещения, называются неравновесными , или избыточными . Фототоком I ф фотосопротивления при данном напряжении называется разность тока при освещении полупроводника I св и темнового тока I т :

I ф = I св — I т (11)

На внутреннем фотоэффекте основана работа фотосопротивлений, непосредственно преобразующих световую энергию в энергию электрическую.

В случае малых световых потоков Ф, когда кванты света идут на образование избыточных носителей, количество образующихся носителей, а, следовательно, и величина фототока пропорциональны падающему световому потоку (I ф  Ф). При больших световых потоках наступает насыщение и линейная зависимость фототока от светового потока нарушается (I ф  Ф 1 / 2 ).

Читайте также:  Определения с точки зрения электрической диссоциации

Световой характеристикой фотосопротивления называется зависимость фототока от светового потока при данном напряжении. Эта зависимость, показана на рис.9.

Рис. 9. Световые характеристики фотосопротивления

Вольтамперная характеристика фотосопротивления имеет линейный характер (рис. 10) и выражает зависимость фототока от приложенного напряжения.

Рис. 10. Вольтамперная характеристика фотосопротивления.

Важной характеристикой фотосопротивления является удельная чувствительность, то есть отношение фототока I ф к световому потоку Ф и к величине приложенного напряжения U:

 уд = I ф / (Ф U ) (12)

Из фотометрии известно, что

где E — освещенность поверхности; S -площадь светочувствительного слоя фотосопротивления.

Если источник света точечный и лучи падают перпендикулярно поверхности, то освещенность будет связана с силой света I и расстоянием r до источника следующей зависимостью:

Из формул (12-14) получаем следующее выражение для чувствительности:

 уд = I ф ( r 2 ) / ( I S U ) (15)

1. Савельев И. В. Курс общей физики, T.5.-М.: Физматлит, 1998.

2. Киреев П.С. Физика полупроводников. –М.: Высшая школа, 1975.

Лабораторная работа № 322

Исследование зависимости сопротивления примесного полупроводника от температуры и определение энергии активации электронов.

Цель и содержание работы

Целью работы является изучение зависимости сопротивления примесного полупроводника от температуры.

Содержание работы состоит в определении энергии активации электронов и температурного коэффициента сопротивления для термисторов типа ММТ-1 и КМТ-4.

В работе исследуются термисторы — нелинейные полупроводниковые сопротивления с электронной проводимостью. Сопротивление термистора R сильно зависит от температуры. Наибольшее распространение имеют термисторы с отрицательным температурным коэффициентом сопротивления  , который показывает относительное изменение сопротивления при изменении температуры на 1 градус:

Сопротивление термистора в области рабочих температур может быть представлено в виде

R =С e  W / kT , (17)

где С — величина, постоянная в рабочем интервале температур. Прологарифмировав выражение (17), получим

lnR = lnc +  W/kt (18)

Построив график зависимости lnR = f (1/T), можно по тангенсу угла наклона прямой определить энергию активации электронов:

tg  =  lnR /  (1/T) =  W/k (19)

Подставив в выражение (23) значение постоянной Больцмана к= 0,86 10 -4 эВ/град, найдем энергию активации:

 W = (  lnR /  (1/T))*k (20)

Продифференцировав выражение (17) и, использовав определение температурного коэффициента  (20), получим:

Термисторы изготавливаются из твердых полукристаллических полупроводниковых материалов: смесей двуокиси титана с окисью магния, окислов марганца, меди, кобальта и никеля и т.д.

Основными параметрами термисторов являются:

1) сопротивление образца при Т = 20°С;

2) величина температурного коэффициента сопротивления  ,

3) энергия активации электронов  W , определяющая его температурную чувствительность;

4) максимально допустимая температура, выше которой характеристики термисторов становятся нестабильными.

Термисторы широко применяются для измерения температуры, а также для компенсации температурных изменений параметров электрических цепей.

Приборы и принадлежности, необходимые для выполнения работы.

1. Исследуемый термистор типа ММТ-1 или КМТ-4 (R на рис.13), помещенный в нагреватель.

2. Нагреватель I на рис.13, служащий для изменения температуры от 20 до 100°С.

3. Измеритель сопротивления 2 с цифровой индикацией.

4. Измеритель температуры 3 — цифровой прибор с датчиком, помещенным внутри нагревателя.

Порядок выполнения работы.

1. Включить в сеть приборы для измерения сопротивления и температуры, а также нагреватель.

2. При достижении температуры 65° С выключить нагреватель.

3. При остывании термистора произвести не менее 30 измерений значений температуры и, соответственно, сопротивления термистора через каждый градус изменения температуры. Полученные данные занести в таблицу.

4. По окончании измерений отключить приборы и нагреватель от сети.

Рис. 11. Монтажная схема установки.

Обработка результатов измерений

1. Заполнить таблицу, подсчитав температуру в кельвинах, обратную температуру, логарифмы сопротивления.

2. По полученным результатам построить график lnR = f(1/T).

3. Пользуясь формулами (19), (20), по тангенсу угла наклона построенной прямой к оси X определить энергию активации электронов W в электронвольтах.

4. По формуле (21) для нескольких (6-8) произвольно взятых значений температур вычислить температурный коэффициент сопротивления . Построить график  = f(т).

Контрольные вопросы

1. Расскажите о свойствах полупроводников, отличающих их от металлов и диэлектриков. Какие типы полупроводников Вам известны?

2. С помощью зонных схем поясните механизм проводимости собственных и примесных полупроводников.

3. От каких величин зависит удельная проводимость вещества?

4. Нарисуйте график зависимости удельной проводимости полупроводника с одним типом примеси от температуры в полулогарифмическом масштабе и объясните характер этой кривой.

5. Объясните зависимость удельного сопротивления полупроводника от температуры.

6. Какую величину называют энергией активации электронов? Как определяется энергия активации в данной работе?

7. Что называется температурным коэффициентом сопротивления? Получите формулу, по которой определяется температурный коэффициент в данной работе.

8. Что представляют собой термисторы? Какими величинами их характеризуют? Где находят применение термисторы?

Лабораторная работа № 324

Исследование фотопроводимости в полупроводниках

Цель и содержание работы

Целью работы является изучение явления внутреннего фотоэффекта в полупроводниках.

Содержание работы состоит в получении вольтамперной и световой характеристик фотосопротивления и определении его удельной чувствительности.

Световая характеристика фотосопротивления — зависимость фототока I  от величины светового потока Ф.

В данной работе величина фототока при данном напряжении определяется как разность значений силы «светового» тока I св , протекающего через полупроводник при включенном источнике света (Ф0), и «темнового» тока I т , протекающего через полупроводник в отсутствие освещения (Ф=0).

Вольтамперная характеристика — зависимость фототока от напряжения при данном световом потоке. Величина фототока также определяется по формуле (II).

Световой поток Ф определяется по формулам (13), (14), исходя из измерений r (расстояния от полупроводника до источника света) и заданных значений силы света I и площади светочувствительного слоя S.

Простота конструкции, высокая надежность, малые размеры и вес, высокая чувствительность, широкий диапазон спектральной чувствительности обеспечили широкое применение фотосопротивлений в автоматике, фотометрии, оптической спектроскопии, а также для регистрации слабых потоков в инфракрасном диапазоне.

Существенным недостатком фотосопротивлений является значительная инерционность, которая ограничивает возможность их применения в случаях, связанных с быстропеременными процессами. Другой серьезный недостаток фотосопротивлений — сильная зависимость сопротивления от температуры окружающей среды, что затрудняет их использование в условиях переменной температуры.

Приборы и принадлежности, необходимые для выполнения работы

В работе используется сернисто-кадмиевое (CdS) фотосопротивление ФСК-1. Оно представляет собой (рис.16) изолирующую пластинку I, на которую испарением в вакууме нанесен тонкий слой полупроводника 2.

Рис. 12. Схематическое устройство фотосопротивления ФСК-1

На краевые его области также испарением в вакууме нанесены металлические электроды 3, обеспечивающие надежный электрический контакт. Пластинка с нанесенным на нее полупроводниковым слоем помещена в пластмассовую оправу с окошком. Металлические электроды на краевых областях полупроводникового слоя соединяются с двумя выводными клеммами, с помощью которых фотосопротивление включается в электрическую цепь.

Фотосопротивление освещается лампой с нитью накала в виде короткой спирали небольших размеров. Такой источник света с достаточной степенью точности можно считать точечным. Лампа питается от сети через понижающий трансформатор.

Общий вид установки показан на рис. 13. Фотосопротивление помещено в светонепроницаемый кожух 1 с отверстием, через которое свет поступает на фотосопротивление.

Фотосопротивление I и осветитель 2 с лампой установлены на оптической скамье 3. К скамье прикреплена миллиметровая линейка для отсчета расстояния от фотосопротивления до лампы.

Напряжение, подаваемое на фотосопротивление, устанавливается при помощи ступенчатого переключателя 4 и измеряется при помощи вольтметра 5.

Рис. 13. Схема установки.

Для измерения тока используется микроамперметр 6. Вольтметр, амперметр, источник питания смонтированы в приборе 7.

Порядок выполнения работы

Получение световой характеристики фотосопротивления

1. Включить лампу и источник питания тумблерами, расположенными на передней панели прибора 7.

2. Вращая ручку переключателя напряжений, подать на фотосопротивление напряжение порядка 72 В (максимально возможное).

3. Придвинуть фотосопротивление вплотную к лампе. В этом случае расстояние между лампой и фотосопротивлением будет равно а + в , где а и в — соответственно расстояния от края подставки до нити лампы и от края подставки до плоскости фоточувствительного слоя ( а и в указаны на приборах).

4. Произвести отсчет «светового» тока для данного расстояния по шкале микроамперметра. Затем, выключив лампу, измерить «темновой» ток.

5. Отодвигая фотосопротивление на 5 см, проделать аналогичные измерения «светового» и «темнового» токов для 7 различных расстояний.

6. Повторить измерения токов, описанные в п.п.4, 5, для другого значения напряжения (порядка 50 В). Данные измерений расстояний, токов и напряжений занести в табл.1.

Полупроводники с точки зрения зонной теории.

Полупроводниками называется большое число веществ, удельное сопротивление которых изменяется в широком интервале от 10 -5 до 10 8 Ом×м и очень быстро, по экспотенциальному закону, уменьшается с повышением температуры. С точки зрения зонной теории кристаллические полупроводники относятся к типу твердых тел, у которых валентная зона отделена от пустой зоны проводимости сравнительно узким интервалом энергии DW, меньшим, чем у диэлектрических кристаллов. Переход электрона из валентной зоны полупроводника в зону проводимости означает, что ковалентные связи в атомах кристалла полупроводника нарушаются. Какой–либо из валентных электронов одного из атомов в решетке покидает свое место. В оставленном им месте возникает избыток положительного заряда–положительная дырка. С точки зрения зонной теории это означает, что в валентной зоне кристалла появляется вакантный энергетический уровень. Положительная дырка ведет себя так же, как положительный заряд, равный по величине заряду электрона. На освобожденное электроном место может переместиться другой электрон, а это равносильно перемещению дырки– она появится в новом месте, откуда ушел электрон. Во внешнем электрическом поле электроны во всей массе движутся в сторону, противоположную направлению напряженности электростатического поля. Положительные дырки перемещаются в направлении напряженности поля, т.е. в ту сторону, куда под действием электрического поля перемещался бы положительный заряд.

Проводники и диэлектрики.

Различия в электрических свойствах твердых тел объясняется в зонной теории различным заполнением электронами разрешенных энергетических зон и шириной запрещенной зоны. Эти два фактора определяют отнесение данного твердого тела к проводникам или диэлектрикам. Необходимым условием, для того, чтобы твердое тело могло быть проводником, является наличие свободных энергетических уровней, на которые электрическое поле сторонних сил могло бы перенести свои электроны. Зона, электроны которой участвуют в создании тока проводимости, называется зоной проводимости. В проводниках под действием электрического поля, создаваемого источником электрической энергии, валентные электроны увеличивают свою энергию и переходят на более высокие свободные энергетические уровни в зоне проводимости. При этом они приходят в упорядоченное движение и по кристаллу идет ток. В твердых диэлектриках энергетические зоны не перекрываются, и зона, объединяющая энергетические уровни валентных электронов атомов или ионов целиком заполнена электронами. Зона, целиком заполненная электронами, называется валентной. Пустые зоны являются зонами проводимости.

Сила Ампера.

Сила, действующая со стороны магнитного поля на проводники с токами, перемещенные в жто поле, называется силой Ампера. Закон Ампера: элементарная сила dF, действующая на малый элемент длины dl проводника с током, находящегося в магнитном поле, прямо пропорциональна силе тока в проводнике и векторному произведению элемента длины проводника dl на магнитную индукцию B: dF=I[dl B]. dl–вектор с модулем dl, направленный в ту же сторону, что и вектор плотности тока в проводнике. Сила Ампера F, дейтсвующая в магнитном поле на проводник с током конечной длины, F=∫I[dl B], где интегрирование происходит по всей длине проводника.

Читайте также:  Что ждет после смерти с точки зрения науки

P- n переход.

Область соприкосновения двух полупроводников с различными n- и p- типами проводимости называется электронно–дырочным переходом (p-n переходом). Соприкосновение двух таких полупроводников в результате перемещения электронов и дырок через поверхность раздела приводит к образованию двойного электрического слоя. Электроны из n-проводника переходят в p-проводник, а дырки перемещаются в противоположном направлении. Двойной слой, толщиной ℓ создает контактное электрическое поле с напряженностью Eпр и некоторой разностью потенциалов на границах слоя. Это поле препятствует дальнейшему встречному движению электронов и дырок. При определенной толщине p-n перехода наступает состояние равновесия, соответствующее выравниванию уровней Ферми в обоих полупроводниках, и образуется равновесный контактный слой, являющийся запирающим слоем, обладающим повышенным сопротивлением по сравнению с сопротивлением остальных объемов полупроводников.

Последнее изменение этой страницы: 2016-12-12; Нарушение авторского права страницы

22 (Зонная теория твердых тел. Металлы, диэлектрики, полупроводники с точки зрения зонной теории)

Зонная теория твёрдого тела — квантовомеханическая теория движения электронов в твёрдом теле.

В соответствии с квантовой механикой свободные электроны могут иметь любую энергию — их энергетический спектрнепрерывен. Электроны, принадлежащие изолированным атомам, имеют определённые дискретные значения энергии. В твёрдом теле энергетический спектр электронов существенно иной, он состоит из отдельных разрешённых энергетических зон, разделённых зонами запрещённых энергий.

Согласно постулатам Бора, в изолированном атоме энергия электрона может принимать строго дискретные значения (также говорят, что электрон находится на одной из орбиталей).

В случае нескольких атомов, объединенных химической связью (например, в молекуле), электронные орбитали расщепляются в количестве, пропорциональном числу атомов, образуя так называемые молекулярные орбитали. При дальнейшем увеличении системы до макроскопического кристалла (число атомов более 10 20 ), количество орбиталей становится очень большим, а разница энергий электронов, находящихся на соседних орбиталях, соответственно очень маленькой, энергетические уровни расщепляются до практически непрерывных дискретных наборов — энергетических зон. Наивысшая из разрешённых энергетических зон в полупроводниках и диэлектриках, в которой при температуре 0 К все энергетические состояния заняты электронами, называется валентной зоной, следующая за ней — зоной проводимости. В металлах зоной проводимости называется наивысшая разрешённая зона, в которой находятся электроны при температуре 0 К.

Зонная структура различных материалов

В различных веществах, а также в различных формах одного и того же вещества, энергетические зоны располагаются по-разному. По взаимному расположению этих зон вещества делят на три большие группы (см. Рисунок ):

металлы— зона проводимости и валентная зона перекрываются, образуя одну зону, называемую зоной проводимости, таким образом, электрон может свободно перемещаться между ними, получив любую допустимо малую энергию. Таким образом, при приложении к твёрдому телуразности потенциалов, электроны смогут свободно двигаться из точки с меньшим потенциалом в точку с большим, образуя электрический ток. К проводникам относят все металлы.

полупроводники— зоны не перекрываются, и расстояние между ними составляет менее 3.5 эВ.Для того, чтобы перевести электрон из валентной зоны в зону проводимости, требуется энергия меньшая, чем для диэлектрика, поэтому чистые (собственные, нелегированные) полупроводники слабо пропускают ток.

диэлектрики— зоны не перекрываются, и расстояние между ними составляет более 3.5 эВ. Таким образом, для того, чтобы перевести электрон из валентной зоны в зону проводимости требуется значительная энергия, поэтому диэлектрики ток практически не проводят.

Зонная теория является основой современной теории твёрдых тел. Она позволила понять природу и объяснить важнейшие свойства проводников, полупроводников и диэлектриков. Величина запрещённой зоны между зонами валентности и проводимости является ключевой величиной в зонной теории, она определяет оптические и электрические свойства материала.

Поскольку одним из основных механизмов передачи электрону энергии является тепловой, то проводимость полупроводников очень сильно зависит от температуры. Также проводимость можно увеличить, создав разрёшенный энергетический уровень в запрещённой зоне путёмлегирования(добавление в состав материалов примесей для изменения (улучшения) физических и/или химических свойств основного материала). Таким образом создаются все полупроводниковые приборы: солнечные элементы (преобразователи света в электричество), диоды,транзисторы, твердотельныелазерыи другие.

Переход электрона из валентной зоны в зону проводимости называют процессом генерации носителей заряда (отрицательного — электрона, и положительного — дырки), обратный переход — процессомрекомбинации.

Собственная проводимость полупроводников

ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ПОЛУПРОВОДНИКОВ

Цель. Познакомить курсантов с процессом получения носителей зарядов в полупроводниках и методами управления их концентрацией и движением в электрических и магнитных полях.

План

1. Контактные и поверхностные явления в полупроводниках.

2. Внутренняя структура полупроводников.

3. Собственная и примесная проводимость полупроводников.

4. Температурная зависимость проводимости примесных полупроводников.

5. Формирование контакта полупроводник полупроводник. Электронно- дырочный p-n-переход.

6. Свойства p-n-перехода при наличии приложенного внешнего напряжения.

7. Вольтамперная характеристика p-n-перехода, температурные и частотные свойства p-n-перехода.

8. Туннельный эффект. Переход Шоттки. Их свойства.

С точки зрения зонной теории, к полупроводникам относятся вещества, ширина запрещенной зоны которых не превосходит 3 эВ. Важнейшим свойством и признаком полупроводников является зависимость их от внешних условий: температуры, освещенности, давления, внешних полей и т.п. Характерная особенность полупроводников заключается в уменьшении их удельного сопротивления с увеличением температуры.

Наиболее широкое применение в полупроводниковой технике получили германий, кремний, селен, а также полупроводниковые соединения типа арсенид галлия, карбид кремния, сульфид кадмия и др.

Для полупроводников характерно кристаллические строение, т.е. закономерное и упорядоченное расположение их атомов в пространстве. В кристаллах связанные между собой атомы располагаются строго определенным образом и на одинаковых расстояниях друг от друга, в результате чего образуется своеобразная объемная решетка из атомов, которую принято называть кристаллической решеткой твердого тела.

Между атомами кристаллической решетки существуют связи. Они образуются валентными электронами, которые взаимодействуют не только с ядром своего атома, но и с соседними. В кристаллах германия, кремния связь между двумя соседними атомами осуществляется двумя валентными электронами – по одному от каждого атома. Такая связь между атомами называется двухэлектронной или ковалентной.

Характерной особенностью ковалентных связей заключается в том, что при их образовании электроны связи принадлежат уже не одному, а сразу обоим, связанным между собою атомам, т.е. являются для них общими.

В результате внешняя орбита каждого из атомов имеет как бы по восемь электронов, и становиться полностью заполненной. Кристаллическая решетка, в которой каждый электрон внешней орбиты связан ковалентными связями с остальными атомами вещества, является идеальной. В таком кристалле все валентные электроны прочно связаны между собой и свободных электронов, которые могли бы участвовать в переносе зарядов, нет. Такую кристаллическую решетку имеют все химически чистые беспримесные полупроводники при температуре абсолютного нуля (273?С). В этих условиях полупроводники обладают свойствами идеальных изоляторов.

Собственная проводимость полупроводников

Под действием внешних факторов некоторые валентные электроны атомов кристаллической решетки приобретают энергию, достаточную для освобождения от ковалентных связей. Так, при температурах выше абсолютного нуля атомы твердого тела колеблются около узлов кристаллической решетки. Чем выше температура, тем больше амплитуда колебаний. Время от времени энергия этих колебаний сообщается какому либо электрону, в результате чего его полная энергия оказывается достаточной для перехода из валентной зоны в зону проводимости.

При освобождении электрона из ковалентной связи в последней возникает как бы свободное место, обладающее элементарным положительным зарядом, равным по абсолютной величине заряду электрона. Такое освободившееся в электронной связи место условно назвали дыркой, а процесс образования пары электрон – дырка получил название генерации зарядов. Дырка обладает положительным зарядом, поэтому она может присоединить к себе электрон соседней заполненной ковалентной связи. В результате этого восстанавливается одна связь (этот процесс называют рекомбинацией) и разрушается соседняя или, другими словами заполняется одна дырка и одновременно с этим возникает новая в другом месте. Такой генерационно-рекомбинационный процесс непрерывно повторяется, и дырка, переходя от одной связи к другой, будет перемещаться по кристаллу, что равносильно перемещению положительного заряда, равного по величине заряду электрона.

Различают несколько видов рекомбинации носителей в полупроводниках. В самом простом случае рекомбинация может рассматриваться как прямой переход электрона из зоны проводимости в валентную зону на имеющийся там свободный уровень (рис. 2.8, а). Разность энергии при этом выделяется в виде кванта электромагнитного излучения либо передается кристаллической решетке в виде механических колебаний.

Другой возможный путь рекомбинации связан с поэтапным переходом электрона через запрещенную зону: вначале электрон из зоны проводимости переходит на некоторый промежуточный уровень, расположенный внутри запрещенной зоны, а затем уже с этого уровня переходит в валентную зону (рис. 2.8, б). Промежуточный уровни, получившие название центров рекомбинации, или ловушек, могут появиться, если в кристаллической решетке имеются дефекты, обусловленные тепловым возбуждением атомов, наличием примесей, несовершенством поверхности полупроводника, воздействие на полупроводник частиц с большой энергией (β- лучей или α — частиц).

Наличие в полупроводнике центров рекомбинации позволяет резко уменьшить время жизни носителей зарядов, что необходимо для создания быстродействующих полупроводниковых приборов.

При отсутствии внешнего электрического поля электроны и дырки перемещаются в кристалле хаотически вследствие теплового движения. В этом случае ток в полупроводнике не возникает. Если же на кристалл действует электрическое поле, движение дырок и электронов становиться упорядоченным и в кристалле возникает электрический ток. Таким образом, проводимость полупроводника обусловлена перемещением, как свободных электронов, так и дырок.

В первом случае носители зарядов отрицательны (негативны), во втором – положительны (позитивны). Соответственно различают два вида проводимости полупроводников – электронную, или проводимость типа n (от слова negative – отрицательный), и дырочную, или проводимость типа p (от слова positive – положительный).

В химически чистом кристалле полупроводника число дырок всегда равно числу свободных электронов и электрический ток в нем образуется в результате одновременного переноса зарядов обоих знаков. Такая электронно-дырочная проводимость называется собственной проводимостью полупроводника. При этом ток в полупроводнике всегда равен сумме электронного и дырочного токов.

Не нашли то, что искали? Воспользуйтесь поиском:

Источники:
  • http://studopedia.org/13-70093.html
  • http://textarchive.ru/c-2232796.html
  • http://infopedia.su/13xd136.html
  • http://studfiles.net/preview/1943069/
  • http://studopedia.ru/10_144384_sobstvennaya-provodimost-poluprovodnikov.html