En av de mest bemerkelsesverdige og spennende oppdagelsene de siste årene har vært bruken av fysikk solid kropp til teknisk utvikling av en rekke elektriske enheter, som transistorer. Studiet av halvledere førte til oppdagelsen av deres nyttige egenskaper og til mange praktiske applikasjoner. Ting endrer seg så raskt på dette området at det du har blitt fortalt i dag kanskje ikke er sant, eller i det minste ufullstendig, om et år. Og det er helt klart at ved å studere slike stoffer mer detaljert, vil vi etter hvert kunne gjøre mye mer fantastiske ting. Du trenger ikke materialet i dette kapittelet for å forstå de følgende kapitlene, men du vil sannsynligvis være interessert i å se at i det minste noe av det du har lært fortsatt har noe med praktiske ting å gjøre.

Mange halvledere er kjent, men vi vil begrense oss til de som er mest brukt i dag innen teknologi. I tillegg har de blitt studert bedre enn andre, slik at etter å ha forstått dem, vil vi til en viss grad forstå mange andre. De mest brukte halvledermaterialene er silisium og germanium. Disse elementene krystalliserer i et gitter av diamanttypen - i en slik kubisk struktur der atomer har en firedobbel (tetraedrisk) binding med sine nærmeste naboer. På veldig lave temperaturer(nær absolutt null) de er isolatorer, selv om de ved romtemperatur leder elektrisitet litt. Dette er ikke metaller; de kalles halvledere.

Hvis vi på en eller annen måte introduserer et ekstra elektron i en silisium- eller germaniumkrystall ved lav temperatur, så er det som vil skje det som ble beskrevet i forrige kapittel. Et slikt elektron vil begynne å vandre rundt i krystallen og hoppe fra stedet der ett atom står til stedet der et annet står. Vi har kun vurdert oppførselen til et atom i et rektangulært gitter, og for et ekte gitter av silisium eller germanium ville ligningene vært annerledes. Men alt vesentlig kan bli klart allerede fra resultatene for et rektangulært gitter.

Som vi så i kap. 11, kan disse elektronene bare ha energier i et visst verdiområde, kalt ledningsbåndet. I denne sonen er energien relatert til bølgenummeret til sannsynlighetsamplituden [se (11.24)] med formelen

Ulike er amplitudene til hopp i retningene , og , og , , er gitterkonstanter (intervaller mellom noder) i disse retningene.

For energier nær bunnen av sonen kan formel (12.1) skrives omtrent som følger:

(se kap. 11, §4).

Hvis vi er interessert i bevegelsen til et elektron i en bestemt retning, slik at forholdet mellom komponentene er det samme hele tiden, så er energien kvadratisk funksjon bølgetall og derav impulsen til elektronet. Du kan skrive

, (12.3)

hvor - noen konstant, og tegne en graf avhengig av (Fig. 12.1). Vi vil kalle en slik graf et "energidiagram". Et elektron i en viss tilstand av energi og momentum kan representeres på en slik graf med en prikk (i figuren).

Fig. 12.1. Energidiagram for et elektron i en isolatorkrystall.

Vi har allerede nevnt i kap. 11 at den samme tilstanden ville oppstå hvis vi fjernet et elektron fra en nøytral isolator. Da kan et elektron fra et naboatom hoppe til dette stedet. Han vil fylle "hullet", og han vil etterlate et nytt "hull" på stedet der han sto. Vi kan beskrive denne oppførselen ved å gi amplituden at et hull vil være nær et gitt bestemt atom, og ved å si at hullet kan hoppe fra atom til atom. (Dessuten er det klart at amplituden for hullet til å hoppe fra atom til atom er nøyaktig lik amplituden for elektronet fra atomet til å hoppe inn i hullet fra atomet.) Matematikken for hullet er den samme som for det ekstra elektronet, og igjen finner vi at energien til et hull er relatert til bølgetallet ved en ligning som nøyaktig sammenfaller med (12.1) og (12.2), men selvfølgelig med andre numeriske verdier av amplitudene, og . Et hull har også en energi assosiert med bølgenummeret til dets sannsynlighetsamplituder. Dens energi ligger i en viss begrenset sone og, nær bunnen av sonen, endres kvadratisk med en økning i bølgetallet (eller momentumet) på samme måte som i fig. 12.1. Vi gjentar resonnementet vårt i kap. 11, § 3, vil vi finne at hullet også oppfører seg som en klassisk partikkel med en viss effektiv masse, med den eneste forskjellen at i ikke-kubiske krystaller avhenger massen av bevegelsesretningen. Så, et hull ligner en partikkel med en positiv ladning som beveger seg gjennom en krystall. Ladningen til hullpartikkelen er positiv fordi den er konsentrert på stedet der det ikke er noe elektron; og når den beveger seg i én retning, er det faktisk elektroner som beveger seg i motsatt retning.

Hvis flere elektroner er plassert i en nøytral krystall, vil deres bevegelse være svært lik bevegelsen av atomer i en gass under lavt trykk. Hvis det ikke er for mange av dem, kan samspillet deres neglisjeres. Hvis deretter brukt på krystallen elektrisk felt, da vil elektronene begynne å bevege seg og strømme elektrisitet. I prinsippet skal de havne ved kanten av krystallen og, hvis det er en metallelektrode, gå til den og la krystallen være nøytral.

På samme måte kan mange hull føres inn i krystallen. De begynte å vandre rundt over alt. Hvis det påføres et elektrisk felt, vil de strømme til den negative elektroden og deretter kan de "fjernes" fra den, noe som skjer når de nøytraliseres av elektroner fra metallelektroden.

Elektroner og hull kan være i krystallen samtidig. Hvis det ikke er veldig mange av dem igjen, vil de vandre selvstendig. I et elektrisk felt vil de alle bidra til total strøm. Av åpenbare grunner kalles elektroner negative bærere og hull kalles positive bærere.

Til nå har vi antatt at elektroner blir introdusert i krystallen fra utsiden eller (for å danne et hull) fjernet fra den. Men du kan også "lage" et elektron-hull-par ved å fjerne et bundet elektron fra et nøytralt atom og plassere det i samme krystall i en viss avstand. Da vil vi ha et fritt elektron og et fritt hull, og deres bevegelse vil være som vi har beskrevet.

Energien som trengs for å sette et elektron i en tilstand (vi sier: å "skape" en tilstand) er energien vist i fig. 12.2. Dette er noe energi som overskrider . Energien som trengs for å "skape" et hull i en eller annen tilstand er energien (fig. 12.3) som er en brøkdel høyere enn . Og for å lage et par i statene og , trenger du bare energi.

Fig. 12.2. Energien som kreves for "fødsel" av et fritt elektron.

Fig. 12.3. Energien som kreves for "fødsel" av et hull i staten .

Paring er, som vi skal se senere, en veldig vanlig prosess, og mange foretrekker å plassere fiken. 12.2 og 12.3 på en tegning, og energien til hull er lagt ned, selv om denne energien selvfølgelig er positiv. I fig. 12.4 har vi kombinert disse to grafene. Fordelen med en slik tidsplan er at energien som kreves for å danne et par (et elektron i og et hull i ) er ganske enkelt gitt av den vertikale avstanden mellom og , som vist i fig. 12.4. Den minste energien som kreves for å danne et par kalles energibredden, eller gapbredden, og er lik .

Fig. 12.4. Energidiagrammer for et elektron og et hull.

Noen ganger kan du komme over et enklere diagram. Den er tegnet av de som ikke er interessert i variabelen, og kaller den et energinivådiagram. Dette diagrammet (vist i fig. 12.5) indikerer ganske enkelt de tillatte energiene til elektroner og hull.

Fig. 12.5. Energinivådiagram for elektroner og hull.

Hvordan skapes et elektron-hull-par? Det er flere måter. For eksempel kan lysfotoner (eller røntgenstråler) absorberes og danne et par, så lenge fotonets energi er større enn energibredden. Hastigheten for pardannelse er proporsjonal med lysintensiteten. Hvis du trykker to elektroder til endene av krystallen og legger på en "bias" spenning, vil elektroner og hull bli tiltrukket av elektrodene. Strømmen i kretsen vil være proporsjonal med lysets intensitet. Denne mekanismen er ansvarlig for fenomenet fotokonduktivitet og for driften av fotoceller.

Elektron-hull-par kan også dannes av høyenergipartikler. Når en raskt bevegelig ladet partikkel (som et proton eller pion med en energi på titalls eller hundrevis av MeV) flyr gjennom en krystall, kan dens elektriske felt trekke elektronene ut av deres bundne tilstander og danne elektron-hull-par. Hundre og tusenvis av lignende fenomener forekommer på hver millimeter av banen. Etter at partikkelen har passert gjennom, kan bærerne samles og derved indusere en elektrisk impuls. Her er mekanismen for det som spilles ut i halvledertellere, nylig brukt i eksperimenter innen kjernefysikk. Halvledere er ikke nødvendig for slike tellere, de kan også lages av krystallinske isolatorer. Og slik var det faktisk: Den første av disse tellerne var laget av diamant, som er en isolator ved romtemperatur. Men vi trenger veldig rene krystaller hvis vi vil at elektroner og hull skal komme til elektrodene uten frykt for fangst. Dette er grunnen til at silisium og germanium brukes fordi prøver av disse halvlederne av rimelig størrelse (i størrelsesorden en centimeter) kan oppnås med høy renhet.

Så langt har vi kun behandlet egenskapene til halvlederkrystaller ved temperaturer nær absolutt null. Ved enhver temperatur som ikke er null, er det en annen mekanisme for å lage elektron-hull-par. Den termiske energien til krystallen kan levere energi til dampen. De termiske vibrasjonene til krystallen kan overføre energien deres til paret, noe som forårsaker "spontan" dannelse av par.

Sannsynligheten (per tidsenhet) for at energien som når energigapet vil bli konsentrert på stedet til ett av atomene er proporsjonal med , hvor er temperaturen, og er Boltzmann-konstanten [se kap. 40 (utgave 4)]. Nær absolutt null er denne sannsynligheten knapt merkbar, men når temperaturen stiger, øker sannsynligheten for dannelsen av slike par. Dannelsen av par ved enhver slutttemperatur må fortsette i det uendelige, og gir hele tiden med en konstant hastighet flere og flere positive og negative bærere. Selvfølgelig vil dette faktisk ikke skje, for etter et øyeblikk vil elektronene ved et uhell møte hullene igjen, elektronet vil rulle inn i hullet, og den frigjorte energien vil gå til gitteret. Vi vil si at et elektron med et hull "utslettet". Det er en viss sannsynlighet for at et hull vil møte et elektron og begge vil utslette hverandre.

Når vi snakker om en konstant, mener vi dens omtrentlige konstans. En mer fullstendig teori, som tar i betraktning ulike detaljer om hvordan elektroner og hull "finner" hverandre, viser at "konstanten" også avhenger litt av temperaturen; men hovedavhengigheten av temperatur ligger fortsatt i eksponentialen.

Ta for eksempel et rent stoff som opprinnelig var nøytralt. Ved en endelig temperatur kan man forvente at antall positive og negative bærere vil være det samme, . Dette betyr at hvert av disse tallene bør endres med temperaturen som . Endringen i mange egenskaper til en halvleder (for eksempel dens ledningsevne) bestemmes hovedsakelig av en eksponentiell faktor, fordi alle andre faktorer avhenger mye mindre av temperaturen. Spaltebredden for germanium er omtrent lik 0,72 eV, og for silisium 1,1 eV.

Ved romtemperatur er ca 1/40 eV. Ved slike temperaturer er det allerede nok hull og elektroner til å gi merkbar ledning, mens for eksempel ved 30°K (en tiendedel av romtemperatur) er ledningen umerkelig. Spaltebredden til en diamant er 6-7 eV, så diamant er en god isolator ved romtemperatur.

elektroner og hull i krystallgitter halvleder

Når en viss mengde energi kommuniseres til krystallgitteret, kan individuelle elektroner forlate valensbindingene og bli til frie ladningsbærere.

Imidlertid bryter et elektrons avgang fra atomet dets elektriske nøytralitet, den positive ladningen til kjernen viser seg å være ukompensert av en enhetsladning (elektronladning) og atomet blir til et positivt ladet ion (fig. 2.1, en).

Siden dette elektronet var felles for to atomer, kan det strengt tatt ikke sies at ett av disse atomene er ionisert. Avgangen av et elektron vil føre til delvis ionisering av to naboatomer. Derfor vil den enkle positive ladningen som vises i dette tilfellet, lik i absolutt verdi til ladningen til elektronet, ikke tilskrives dette eller det atomet, men til den defekte bindingen som er igjen av elektronet. Denne positive ladningen kalles hull .

Ris. 2.1 Modell for å bryte valensbindingen og utseendet til et elektron som en fri ladningsbærer:

a) i et plant bilde; b) i båndenergidiagrammet.

Så med avgang av et elektron i en av valensbindingene, vises et "ledigt" sted, som kan okkuperes av en av valenselektronene til nabobindinger. På båndmodellen er en slik elektronovergang fra en fylt binding til en defekt representert ved en elektronovergang inne i valensbåndet til et ledig nivå.

Naturligvis, når et elektron går fra en fylt binding til en defekt binding, blir den defekte bindingen fylt, og den fylte bindingen blir defekt. Overgangen til et elektron tilsvarer bevegelsen til et hull i motsatt retning. Elektronoverføringsprosessen vil fortsette. Defekten (hullet) vil da bevege seg fra binding til binding. Sammen med dette vil en positiv ladning også bevege seg fra binding til binding. Denne prosessen vil være av tilfeldig natur, hullets bane vil følge lovene om kaotisk bevegelse. Dette vil imidlertid bare skje dersom det ikke er noe elektrisk felt i krystallen. Hvis vi plasserer krystallen i et elektrisk felt, vil overgangene til elektroner fra binding til binding, der hullet (positiv ladning) beveger seg langs linjene elektrisk felt, bli mer sannsynlig

Retningsbevegelse av en positiv ladning - et hull - i et elektrisk felt er det allerede en elektrisk strømflyt. Strengt tatt er ladningsbærerne i dette tilfellet også elektroner. Overføringen av strøm utføres på grunn av den suksessive overgangen av elektroner fra en binding til en annen, dvs. på grunn av den suksessive forskyvningen av valenselektroner i valensbåndet. Imidlertid er det i praksis mye mer praktisk å vurdere den kontinuerlige bevegelsen av en positiv ladning dannet i en defekt binding enn den sekvensielle bevegelsen av elektroner fra binding til binding.

Et hull skal ikke blandes med et ion, for eksempel i en elektrolytt. I en elektrolytt beveger et ionisert atom seg i rommet. I et krystallgitter beveger ikke atomer seg og er stasjonære på gitterstedene. Bevegelsen til et hull er den suksessive ioniseringen av immobile atomer.

Dermed fører bruddet på valensbindingen på grunn av termisk energi til utseendet i halvlederkrystallen av to frie ladningsbærere: en negativ enhetsladning - et elektron, og en positiv enhetsladning motsatt den i tegnet - et hull. Den elektriske ledningsevnen som oppstår i en halvlederkrystall på grunn av brudd på valensbindinger kalles egen elektrisk ledningsevne .

Emner for USE-kodifikatoren: halvledere, indre og ytre ledningsevne for halvledere.

Inntil nå, når vi snakker om stoffers evne til å lede elektrisk strøm, har vi delt dem inn i ledere og dielektriske stoffer. Den spesifikke motstanden til vanlige ledere er i området Ohm m; resistiviteten til dielektrikum overstiger disse verdiene i gjennomsnitt med størrelsesordener: Ohm m.

Men det finnes også stoffer som i sin elektriske ledningsevne inntar en mellomposisjon mellom ledere og dielektrikum. den halvledere: deres resistivitet ved romtemperatur kan anta verdier i et veldig bredt område av ohm m. Halvledere inkluderer silisium, germanium, selen, noen andre kjemiske elementer og forbindelser (halvledere er ekstremt vanlige i naturen. For eksempel ca. 80 % av massen jordskorpen er stoffer som er halvledere). Silisium og germanium er de mest brukte.

Hovedtrekket til halvledere er at deres elektriske ledningsevne øker kraftig med økende temperatur. Resistiviteten til en halvleder avtar med økende temperatur omtrent som vist i fig. en .

Ris. 1. Avhengighet for en halvleder

Med andre ord, ved lave temperaturer oppfører halvledere seg som dielektrikum, og ved høye temperaturer oppfører de seg som ganske gode ledere. Dette er forskjellen mellom halvledere og metaller: metallets resistivitet, som du husker, øker lineært med økende temperatur.

Det er andre forskjeller mellom halvledere og metaller. Dermed forårsaker belysning av en halvleder en reduksjon i motstanden (og lys har nesten ingen effekt på motstanden til et metall). I tillegg kan den elektriske ledningsevnen til halvledere endre seg veldig sterkt med innføring av selv en ubetydelig mengde urenheter.

Erfaring viser at, som i tilfellet med metaller, når strømmen flyter gjennom en halvleder, er det ingen overføring av materie. Derfor skyldes den elektriske strømmen i halvledere bevegelsen av elektroner.

En reduksjon i motstanden til en halvleder når den varmes opp indikerer at en økning i temperatur fører til en økning i antall gratis ladninger i halvlederen. Ingenting slikt skjer i metaller; derfor har halvledere en annen mekanisme for elektrisk ledningsevne enn metaller. Og grunnen til dette er den forskjellige naturen til den kjemiske bindingen mellom atomene til metaller og halvledere.

kovalent binding

Den metalliske bindingen, husk, er levert av en gass av frie elektroner, som, som lim, holder de positive ionene på gitterstedene. Halvledere er ordnet annerledes - deres atomer holdes sammen kovalent binding. La oss huske hva det er.

Elektroner plassert i det ytre elektroniske nivået og kalt valens, er svakere bundet til atomet enn resten av elektronene, som befinner seg nærmere kjernen. I prosessen med å danne en kovalent binding, bidrar to atomer "til den vanlige årsaken" en av deres valenselektroner. Disse to elektronene er sosialiserte, det vil si at de nå tilhører begge atomene, og kalles derfor felles elektronpar(Fig. 2).

Ris. 2. Kovalent binding

Det sosialiserte elektronparet holder bare atomene nær hverandre (ved hjelp av elektriske tiltrekningskrefter). En kovalent binding er en binding som eksisterer mellom atomer på grunn av vanlige elektronpar.. Av denne grunn kalles også en kovalent binding par-elektron.

Krystallstruktur av silisium

Vi er nå klare til å se nærmere på det indre av halvledere. Som et eksempel, vurder den vanligste halvlederen i naturen - silisium. Den nest viktigste halvlederen, germanium, har en lignende struktur.

Den romlige strukturen til silisium er vist i fig. 3 (bilde av Ben Mills). Silisiumatomer er avbildet som kuler, og rørene som forbinder dem er kanaler med kovalent binding mellom atomer.

Ris. 3. Krystallstruktur av silisium

Merk at hvert silisiumatom er bundet til fire naboatomer. Hvorfor er det slik?

Faktum er at silisium er tetravalent - på det ytre elektronskallet til silisiumatomet er det fire valenselektroner. Hvert av disse fire elektronene er klare til å danne et felles elektronpar med valenselektronet til et annet atom. Og slik skjer det! Som et resultat er silisiumatomet omgitt av fire dokkede atomer, som hver bidrar med ett valenselektron. Følgelig er det åtte elektroner rundt hvert atom (fire egne og fire fremmede).

Dette ser vi nærmere på et flatt diagram av silisiumkrystallgitteret (fig. 4).

Ris. 4. Krystallgitter av silisium

Kovalente bindinger er vist som par av linjer som forbinder atomer; disse linjene deler elektronpar. Hvert valenselektron plassert på en slik linje tilbringer mesteparten av tiden sin i rommet mellom to naboatomer.

Valenselektroner er imidlertid på ingen måte "tett knyttet" til de tilsvarende atomparene. Elektronskall overlapper hverandre alle naboatomer, slik at et hvilket som helst valenselektron er felleseiendommen til alle naboatomer. Fra et atom 1 kan et slikt elektron gå til naboatom 2, deretter til naboatom 3, og så videre. Valenselektroner kan bevege seg gjennom hele rommet i krystallen - det sies de tilhører hele krystallen(i stedet for et enkelt atompar).

Silisiums valenselektroner er imidlertid ikke frie (som tilfellet er i metall). I en halvleder er bindingen mellom valenselektroner og atomer mye sterkere enn i et metall; silisium kovalente bindinger brytes ikke ved lave temperaturer. Energien til elektronene er ikke nok til å starte en ordnet bevegelse fra et lavere potensial til et høyere under påvirkning av et eksternt elektrisk felt. Derfor, ved tilstrekkelig lave temperaturer, er halvledere nær dielektrikum - de leder ikke elektrisk strøm.

Egen ledningsevne

Hvis inkludert i elektrisk krets halvlederelement og begynne å varme det, så øker strømmen i kretsen. Derfor er halvledermotstanden avtar med temperaturøkning. Hvorfor skjer dette?

Når temperaturen stiger, blir de termiske vibrasjonene til silisiumatomer mer intense, og energien til valenselektroner øker. For noen elektroner når energien verdier som er tilstrekkelige til å brytes kovalente bindinger. Slike elektroner forlater atomene og blir til gratis(eller ledningselektroner) er nøyaktig det samme som i metall. I et eksternt elektrisk felt begynner frie elektroner en ordnet bevegelse, og danner en elektrisk strøm.

Jo høyere temperatur på silisium, jo ​​større er energien til elektronene, og jo større antall kovalente bindinger tåler ikke og bryter. Antallet frie elektroner i en silisiumkrystall øker, noe som fører til en reduksjon i motstanden.

Brudd av kovalente bindinger og utseendet til frie elektroner er vist i fig. 5 . På stedet for en brutt kovalent binding, a hull er en ledig stilling for et elektron. Hullet har positivt ladning, siden med avgangen av et negativt ladet elektron, forblir en ukompensert positiv ladning av kjernen til silisiumatomet.

Ris. 5. Dannelse av frie elektroner og hull

Hull forblir ikke på plass – de kan vandre rundt i krystallen. Faktum er at en av de nærliggende valenselektronene, som "reiser" mellom atomer, kan hoppe til den dannede ledige plassen og fylle hullet; da vil hullet på dette stedet forsvinne, men vil dukke opp på stedet hvor elektronet kom fra.

I fravær av et eksternt elektrisk felt er bevegelsen av hull tilfeldig, fordi valenselektroner vandrer mellom atomer tilfeldig. Imidlertid i et elektrisk felt regissert hullbevegelse. Hvorfor? Det er lett å forstå.

På fig. 6 viser en halvleder plassert i et elektrisk felt. På venstre side av figuren er utgangsposisjonen til hullet.

Ris. 6. Bevegelse av et hull i et elektrisk felt

Hvor skal hullet gå? Det er klart at det mest sannsynlige er hopp "elektron > hull" i retningen imot feltlinjer (det vil si til "plussene" som lager feltet). Et av disse hoppene er vist i den midtre delen av figuren: elektronet hoppet til venstre og fylte den ledige stillingen, og hullet ble følgelig flyttet til høyre. Det neste mulige hoppet av et elektron forårsaket av et elektrisk felt er vist på høyre side av figuren; som et resultat av dette hoppet, tok hullet en ny plass, plassert enda mer til høyre.

Vi ser at hullet som helhet beveger seg mot feltlinjer - det vil si hvor positive ladninger skal bevege seg. Vi understreker nok en gang at den rettede bevegelsen til et hull langs feltet er forårsaket av hopp av valenselektroner fra atom til atom, hovedsakelig i retning mot feltet.

Det er altså to typer ladningsbærere i en silisiumkrystall: frie elektroner og hull. Når et eksternt elektrisk felt påføres, vises en elektrisk strøm, forårsaket av deres ordnede motbevegelse: frie elektroner beveger seg motsatt av feltstyrkevektoren, og hull beveger seg i vektorens retning.

Forekomsten av strøm på grunn av bevegelse av frie elektroner kalles elektronisk ledningsevne, eller n-type ledningsevne. Prosessen med ordnet bevegelse av hull kalles hullets ledningsevne,eller p-type ledningsevne(fra de første bokstavene i de latinske ordene negativus (negativ) og positivus (positiv)). Begge ledningsevner – elektron og hull – kalles sammen egen ledningsevne halvleder.

Hver avgang av et elektron fra en brutt kovalent binding genererer et "fritt elektron-hull"-par. Derfor er konsentrasjonen av frie elektroner i en ren silisiumkrystall lik konsentrasjonen av hull. Følgelig, når krystallen varmes opp, øker konsentrasjonen av ikke bare frie elektroner, men også hull, noe som fører til en økning i den indre ledningsevnen til halvlederen på grunn av en økning i både elektronisk og hullledningsevne.

Sammen med dannelsen av "frie elektron-hull"-par, finner den omvendte prosessen også sted: rekombinasjon frie elektroner og hull. Nemlig, et fritt elektron, som møter et hull, fyller denne ledigheten, gjenoppretter den brutte kovalente bindingen og blir til et valenselektron. Således, i en halvleder, dynamisk balanse: gjennomsnittlig antall brudd på kovalente bindinger og de resulterende elektron-hull-parene per tidsenhet er lik gjennomsnittlig antall rekombinerende elektroner og hull. Denne tilstanden av dynamisk likevekt bestemmer likevektskonsentrasjonen av frie elektroner og hull i en halvleder under gitte forhold.

En endring i ytre forhold forskyver tilstanden til dynamisk likevekt i en eller annen retning. Likevektsverdien av konsentrasjonen av ladningsbærere endres naturlig i dette tilfellet. For eksempel øker antallet frie elektroner og hull når en halvleder varmes opp eller belyses.

Ved romtemperatur er konsentrasjonen av frie elektroner og hull i silisium omtrent lik cm Konsentrasjonen av silisiumatomer er ca cm Det er med andre ord kun ett fritt elektron per silisiumatom! Dette er veldig lite. I metaller er for eksempel konsentrasjonen av frie elektroner omtrent lik konsentrasjonen av atomer. Henholdsvis den indre ledningsevnen til silisium og andre halvledere under normale forhold er liten sammenlignet med ledningsevnen til metaller.

Urenhetsledningsevne

Den viktigste egenskapen til halvledere er at deres resistivitet kan reduseres med flere størrelsesordener ved å introdusere selv en svært liten mengde urenheter. I tillegg til sin egen ledningsevne har en halvleder en dominant urenhets ledningsevne. Det er takket være dette faktum at halvlederenheter har funnet slike bred applikasjon innen vitenskap og teknologi.
Anta for eksempel at det tilsettes litt femverdig arsen til silisiumsmelten. Etter krystallisering av smelten viser det seg at arsenatomer opptar plass på noen steder i det dannede silisiumkrystallgitteret.

Det ytre elektroniske nivået til et arsenikkatom har fem elektroner. Fire av dem danner kovalente bindinger med de nærmeste naboene - silisiumatomer (fig. 7). Hva er skjebnen til det femte elektronet som ikke er okkupert i disse bindingene?

Ris. 7. N-type halvleder

Og det femte elektronet blir fritt! Faktum er at bindingsenergien til dette "ekstra" elektronet med et arsenisk atom plassert i en silisiumkrystall er mye mindre enn bindingsenergien til valenselektroner med silisiumatomer. Derfor, allerede ved romtemperatur, forblir nesten alle arsenikkatomer, som et resultat av termisk bevegelse, uten et femte elektron, og blir til positive ioner. Og silisiumkrystallen er henholdsvis fylt med frie elektroner, som er hektet av arsenatomene.

Fyllingen av en krystall med frie elektroner er ikke ny for oss: vi har sett den ovenfor da den ble oppvarmet ren silisium (uten urenheter). Men nå er situasjonen fundamentalt annerledes: utseendet til et fritt elektron som forlater arsenatomet er ikke ledsaget av utseendet til et mobilt hull. Hvorfor? Årsaken er den samme - bindingen til valenselektroner med silisiumatomer er mye sterkere enn med arsenatomet på den femte ledigheten, så elektronene til nabosilisiumatomer har ikke en tendens til å fylle denne ledigheten. Dermed forblir ledigheten på plass, den er så å si "frosset" til arsen-atomet og deltar ikke i dannelsen av strømmen.

På denne måten, introduksjonen av femverdige arsenatomer i silisiumkrystallgitteret skaper elektronisk ledningsevne, men fører ikke til symmetrisk utseende av hullledningsevne. Hovedrollen i å skape strømmen tilhører nå frie elektroner, som i dette tilfellet kalles hovedbærere lade.

Den iboende ledningsmekanismen fortsetter selvfølgelig å fungere selv i nærvær av en urenhet: kovalente bindinger brytes fortsatt på grunn av termisk bevegelse, og genererer frie elektroner og hull. Men nå er det mye færre hull enn frie elektroner, som leveres i store mengder av arsenatomer. Derfor vil hullene i dette tilfellet være minoritetsbærere lade.

Urenheter hvis atomer donerer frie elektroner uten utseendet til like mange mobile hull kalles giver. For eksempel er femverdig arsen en donorurenhet. I nærvær av en donorurenhet i halvlederen, er frie elektroner de viktigste ladningsbærerne, og hull er de mindre; med andre ord, konsentrasjonen av frie elektroner er mye høyere enn konsentrasjonen av hull. Derfor kalles halvledere med donorurenheter elektroniske halvledere, eller n-type halvledere(eller ganske enkelt n-halvledere).

Og hvor mye, interessant nok, kan konsentrasjonen av frie elektroner overstige konsentrasjonen av hull i en n-halvleder? La oss gjøre en enkel beregning.

Anta at urenheten er , det vil si at det er ett arsenatom per tusen silisiumatomer. Konsentrasjonen av silisiumatomer, som vi husker, er i størrelsesorden cm.

Konsentrasjonen av arsenatomer vil henholdsvis være tusen ganger mindre: cm Konsentrasjonen av frie elektroner donert av urenheten vil også vise seg å være den samme - hvert arsenikkatom avgir tross alt et elektron. Og la oss nå huske at konsentrasjonen av elektron-hull-par som vises når kovalente silisiumbindinger brytes ved romtemperatur er omtrent lik cm.. Kjenner du forskjellen? Konsentrasjonen av frie elektroner er i dette tilfellet større enn konsentrasjonen av hull i størrelsesordener, det vil si en milliard ganger! Følgelig avtar resistiviteten til en silisiumhalvleder med en faktor på en milliard når en så liten mengde urenheter introduseres.

Ovennevnte beregning viser at i n-type halvledere spilles hovedrollen faktisk av elektronisk ledningsevne. På bakgrunn av en slik kolossal overlegenhet i antall frie elektroner, er bidraget fra bevegelsen av hull til den totale ledningsevnen ubetydelig liten.

Det er tvert imot mulig å lage en halvleder med en overvekt av hullledningsevne. Dette vil skje hvis en treverdig urenhet introduseres i en silisiumkrystall - for eksempel indium. Resultatet av en slik implementering er vist i fig. åtte.

Ris. 8. p-type halvleder

Hva skjer i dette tilfellet? Det ytre elektroniske nivået til indiumatomet har tre elektroner som danner kovalente bindinger med de tre omkringliggende silisiumatomene. For det fjerde nærliggende silisiumatomet har indiumatomet ikke lenger nok elektron, og et hull vises på dette stedet.

Og dette hullet er ikke enkelt, men spesielt - med en veldig høy bindingsenergi. Når et elektron fra et nærliggende silisiumatom kommer inn i det, vil det "feste seg for alltid" i det, fordi tiltrekningen av et elektron til et indiumatom er veldig stor - mer enn til silisiumatomer. Indiumatomet vil bli til et negativt ion, og på stedet hvor elektronet kom fra vil det dukke opp et hull – men nå et vanlig mobilt hull i form av en brutt kovalent binding i silisiumkrystallgitteret. Dette hullet vil på vanlig måte begynne å vandre rundt i krystallen på grunn av "relé"-overføringen av valenselektroner fra ett silisiumatom til et annet.

Og så genererer hvert urenhetsatom av indium et hull, men fører ikke til det symmetriske utseendet til et fritt elektron. Slike urenheter, hvis atomer "tett" fanger elektroner og derved skaper et mobilt hull i krystallen, kalles akseptor.

Trivalent indium er et eksempel på en akseptorurenhet.

Hvis en akseptorurenhet introduseres i en krystall av rent silisium, vil antallet hull som genereres av urenheten være mye større enn antallet frie elektroner som har oppstått på grunn av brudd av kovalente bindinger mellom silisiumatomer. En halvleder med en akseptordopant er hull halvleder, eller p-type halvleder(eller ganske enkelt p-halvleder).

Hull spiller en stor rolle i å generere strøm i en p-halvleder; hull - store ladebærere. Frie elektroner - mindre bærere ladning i en p-halvleder. Bevegelsen av frie elektroner i dette tilfellet gir ikke et betydelig bidrag: den elektriske strømmen leveres først og fremst av hullledning.

p–n-kryss

Kontaktpunktet til to halvledere med forskjellige typer ledningsevne (elektronisk og hull) kalles elektron-hull overgang, eller p–n-kryss. I området for p–n-krysset oppstår et interessant og svært viktig fenomen - enveisledning.

På fig. 9 viser kontakten mellom p- og n-type områder; fargede sirkler er hull og frie elektroner, som er flertallet (eller mindre) ladningsbærere i de respektive regionene.

Ris. 9. Blokkeringslag p–n-kryss

Ved å utføre termisk bevegelse trenger ladningsbærere gjennom grensesnittet mellom regionene.

Frie elektroner passerer fra n-regionen til p-regionen og rekombinerer der med hull; hull diffunderer fra p-regionen til n-regionen og rekombinerer der med elektroner.

Som et resultat av disse prosessene forblir en ukompensert ladning av de positive ionene til donorurenheten i den elektroniske halvlederen nær kontaktgrensen, mens det i hullet-halvlederen (også nær grensen) oppstår en ukompensert negativ ladning av akseptorurenhetene. . Disse ukompenserte romladningene danner den såkalte barrierelag, hvis indre elektriske felt forhindrer ytterligere diffusjon av frie elektroner og hull gjennom kontaktgrensen.

La oss nå koble en strømkilde til vårt halvlederelement ved å bruke "pluss" av kilden til n-halvlederen, og "minus" til p-halvlederen (fig. 10).

Ris. 10. Slå på i revers: ingen strøm

Vi ser at det eksterne elektriske feltet tar de fleste ladningsbærere lenger fra kontaktgrensen. Bredden på barrierelaget øker, og dets elektriske felt øker. Motstanden til barrierelaget er høy, og hovedbærerne klarer ikke å overvinne p–n-krysset. Det elektriske feltet lar bare minoritetsbærere krysse grensen, men på grunn av den svært lave konsentrasjonen av minoritetsbærere, er strømmen de lager ubetydelig.

Den vurderte ordningen kalles slå på p–n-krysset i motsatt retning. Det er ingen elektrisk strøm til hovedbærerne; det er bare en ubetydelig minoritetsbærerstrøm. I dette tilfellet er p–n-krysset stengt.

La oss nå endre polariteten til forbindelsen og bruke "pluss" til p-halvlederen, og "minus" til n-halvlederen (fig. 11). Denne ordningen kalles bytte i retning fremover.

Ris. 11. Foroverkobling: strømmen flyter

I dette tilfellet rettes det eksterne elektriske feltet mot blokkeringsfeltet og åpner veien for hovedbærerne gjennom p–n-krysset. Barrierelaget blir tynnere, motstanden avtar.

Det er en massebevegelse av frie elektroner fra n-regionen til p-regionen, og hull på sin side suser sammen fra p-regionen til n-regionen.

En strøm oppstår i kretsen, forårsaket av bevegelsen til hovedladningsbærerne (Nå forhindrer imidlertid det elektriske feltet strømmen til minoritetsbærere, men denne ubetydelige faktoren har ikke en merkbar effekt på den totale ledningsevnen).

Ensidig ledning av p–n-krysset brukes i halvlederdioder . En diode er en enhet som leder strøm i bare én retning; i motsatt retning går det ikke strøm gjennom dioden (dioden sies å være lukket). En skjematisk fremstilling av dioden er vist i fig. 12 .

Ris. 12. Diode

I dette tilfellet er dioden åpen i retning fra venstre til høyre: ladningene ser ut til å strømme langs pilen (se det på figuren?). I retning fra høyre til venstre ser ladningene ut til å hvile mot veggen - dioden er lukket.

Hull
Symbol:	h(eng. hull)
Når et elektron forlater et heliumatom, forblir et hull på sin plass. I dette tilfellet blir atomet positivt ladet.
Sammensetning:	Kvasipartikkel
Klassifisering:	Lette hull, tunge hull
Hvem og/eller hva er den oppkalt etter?	Fravær av et elektron
Quantum0 tall:
Elektrisk ladning :	+1
Snurre rundt :	Bestemmes av spinn av elektroner i valensbåndet ħ

Definisjon i henhold til GOST 22622-77: "En ufylt valensbinding som manifesterer seg som en positiv ladning numerisk lik elektronladningen."

Hullledning kan forklares med følgende analogi: Det er en del mennesker som sitter i et auditorium hvor det ikke er ledige stoler. Hvis noen fra midten av rekken vil gå, klatrer han over stolryggen inn i en tom rad og går. Her er den tomme raden analog med ledningsbåndet, og den avdøde kan sammenlignes med et fritt elektron. Tenk deg at noen andre kom og vil sette seg ned. Det er vanskelig å se fra en tom rad, så han setter seg ikke ned der. I stedet flytter en person som sitter i nærheten av en tom stol seg til den, og alle naboene hans følger ham. Dermed flytter det tomme rommet seg til kanten av raden. Når dette stedet er ved siden av en ny seer, vil han kunne sette seg ned.

I denne prosessen beveget hver sittende seg langs raden. Hvis publikum hadde en negativ ladning, ville en slik bevegelse være elektrisk ledning. Hvis stolene i tillegg er positivt ladet, vil kun det tomme setet ha en totallading som ikke er null. den enkel modell viser hvordan hullledning fungerer. Men faktisk, på grunn av egenskapene til krystallgitteret, er hullet ikke plassert på et bestemt sted, som beskrevet ovenfor, men er spredt over et område med mange hundre elementære celler i størrelse.

For å lage hull i halvledere brukes doping av krystaller med akseptorurenheter. I tillegg kan hull også oppstå som følge av ytre påvirkninger: termisk eksitasjon av elektroner fra valensbåndet til ledningsbåndet, belysning av lys eller eksponering for ioniserende stråling.

I tilfellet med Coulomb-interaksjonen av et hull med et elektron, dannes en bundet tilstand fra ledningsbåndet, kalt en eksiton.

tunge hull- navnet på en av grenene av energispekteret til valensbåndet til krystallen.

Hull i kvantekjemi

Begrepet hull brukes også i beregningskjemi, hvor grunntilstanden til et molekyl tolkes som en vakuumtilstand – det er ingen elektroner i denne tilstanden. I et slikt skjema kalles fraværet av et elektron i en normalt fylt tilstand et hull og behandles som en partikkel. Og tilstedeværelsen av et elektron i et normalt tomt rom kalles ganske enkelt et elektron.

Halvlederkrystaller dannes av atomer ordnet i en bestemt rekkefølge. I følge moderne konsepter består atomer av positivt ladede kjerner rundt som skjell fylt med elektroner befinner seg. I dette tilfellet tilsvarer hvert elektron et strengt definert nivå, der det ikke kan være mer enn to elektroner med ulike verdier spinn som karakteriserer rotasjonen til et elektron. I følge kvantemekanikkens lover kan elektroner bare eksistere i strengt definerte energitilstander. En endring i energien til et elektron er mulig når et kvantum av elektromagnetisk stråling absorberes eller sendes ut med en energi som tilsvarer forskjellen mellom energiene på start- og sluttnivået.

Når to atomer, for eksempel hydrogen, nærmer seg hverandre, begynner deres orbitaler å overlappe hverandre og en binding mellom dem kan oppstå. Det er en regel som går ut på at antall orbitaler i et molekyl er lik summen av antall orbitaler i atomer, mens samspillet mellom atomer fører til at nivåene i molekylet deler seg, og jo mindre avstanden er mellom atomene, jo sterkere er denne spaltningen.

På fig. 1.6. skjemaet for nivådeling for fem atomer med avtagende avstand mellom dem er vist. Som man kan se fra grafene, når bindinger dannes mellom atomer, danner valenselektroner soner som er tillatt for elektroner, og antall tilstander i disse sonene er jo større, jo mer interagerer atomer. I krystaller er antallet atomer mer enn 10 22 cm -3, omtrent like mange nivåer i sonene. I dette tilfellet blir avstanden mellom nivåene ekstremt liten, noe som gjør det mulig å anta at energien i det tillatte båndet endres kontinuerlig. Da kan et elektron som har falt inn i en ledig sone betraktes som klassisk, med tanke på at det under påvirkning av et elektrisk felt får energi kontinuerlig, og ikke med kvanter, dvs. oppfører seg som en klassisk partikkel.

Ris. 1.6. Energideling av 1s og 2s nivåer for fem atomer avhengig av avstanden mellom dem

Under dannelsen av krystaller kan båndene dannet av valenselektroner være delvis fylt, fri eller helt fylt med elektroner. Dessuten, hvis det ikke er noe båndgap mellom de fylte og frie tilstandene, så er materialet en leder, hvis det er et lite båndgap, så er det en halvleder, hvis båndgapet er stort og elektroner ikke kommer inn i det pga. termisk energi, så er dette en isolator. Figur 1.7. illustrerer mulige sonekonfigurasjoner.

For ledere er det tillatte båndet delvis fylt med elektroner, så selv når en ekstern spenning påføres, er de i stand til å få energi og bevege seg rundt krystallen. En slik båndstruktur er karakteristisk for metaller. F-nivået som skiller den fylte og ufylte delen av båndet kalles Fermi-nivået. Formelt er det definert som et nivå hvis sannsynlighet for å bli fylt med elektroner er 1/2.

Ris. 1.7. Mulig struktur av energibånd skapt av valenselektroner i krystaller

For halvledere og dielektrika er båndstrukturen slik at det nedre tillatte båndet er fullstendig fylt med valenselektroner, derfor kalles det valensbåndet. Toppen av valensbåndet er betegnet Ev. I den kan elektroner ikke bevege seg under påvirkning av feltet (og følgelig få energi), siden alle energinivåer er okkupert, og i henhold til Pauli-prinsippet kan ikke et elektron bevege seg fra en okkupert tilstand til en okkupert. Derfor deltar ikke elektroner i et fullstendig fylt valensbånd i dannelsen av elektrisk ledningsevne. Den øvre sonen i halvledere og dielektriske stoffer i fravær av ekstern eksitasjon er fri for elektroner, og hvis et elektron på en eller annen måte kastes dit, kan det under påvirkning av et elektrisk felt skape elektrisk ledningsevne, derfor kalles denne sonen ledningsbåndet. Bunnen av ledningsbåndet er vanligvis betegnet Ec. Mellom ledningsbåndet og valensbåndet er det et båndgap, f.eks., hvor elektroner i henhold til kvantemekanikkens lover ikke kan være det (akkurat som elektroner i et atom ikke kan ha energier som ikke tilsvarer energiene til elektronskall) . For bandgapet kan vi skrive:

F.eks. = Ec - Ev (1.4.)

I halvledere, i motsetning til isolatorer, er båndgapet mindre, dette påvirker det faktum at når materialet varmes opp, kommer mye flere elektroner inn i ledningsbåndet til halvlederen på grunn av termisk energi enn inn i ledningsbåndet til isolatoren og ledningsevnen til halvlederen kan være flere størrelsesordener høyere enn konduktiviteten til isolatoren, men grensen mellom en halvleder og en isolator er betinget.

Siden, i fravær av ekstern eksitasjon, er valensbåndet fullstendig fylt (sannsynligheten for å finne et elektron ved Ev = 1), er ledningsbåndet helt fritt (sannsynligheten for å finne et elektron ved Ec = 0), da formelt sett Fermi-nivå med en sannsynlighet for å fylle ½ skal være i båndgapet. Beregninger viser at i udopede, defektfrie halvledere og dielektriske (de kalles vanligvis indre), ligger det nær midten av båndgapet. Elektroner kan imidlertid ikke være der, fordi det ikke er tillatte energinivåer.

Ris. 1.7. Skjematisk representasjon av en defektfri silisiumkrystall.

Grunnleggende elementære halvledere tilhører den fjerde gruppen av det periodiske systemet, de har 4 elektroner på det ytre skallet. Følgelig er disse elektronene i S (1 elektron) og p (3 elektroner). Når en krystall dannes, samhandler de ytre elektronene og danner et fullstendig fylt skall med åtte elektroner, som vist i diagrammet i fig. 1.7.

I dette tilfellet kan atomet dannes kjemiske bindinger med fire naboer, dvs. er fire ganger koordinert. Alle bindinger er likeverdige og danner et tetraedrisk gitter (et tetraeder er en figur med fire identiske overflater).

Den tetraedriske strukturen er karakteristisk for diamantkrystaller. Kjente halvledere som Si og Ge har en diamanttypestruktur.

Når et elektron går til ledningsbåndet, delokaliserer det seg og kan bevege seg langs båndet fra ett atom til et annet. Det blir et ledningselektron og kan skape en elektrisk strøm. Vanligvis sier de: en gratis ladningsbærer dukket opp, selv om elektronet faktisk ikke forlot krystallen, fikk det bare muligheten til å bevege seg fra ett sted i krystallen til et annet.

På stedet der elektronet forlot, brytes den elektriske nøytralitetstilstanden og en positivt ladet elektronvakans oppstår, som vanligvis kalles et hull (den positive ladningen skyldes den ukompenserte ladningen til kjernen).

Et naboelektron kan flytte til stedet der elektronet forlot, noe som vil føre til forskyvning av et positivt ladet hull. Dermed fører bevegelsen av valenselektroner som fyller den frie elektroniske tilstanden (Pauli-forbudet oppheves) til bevegelse av en ledig stilling der brytes, dvs. hull. I stedet for å vurdere bevegelsen til valenselektroner, som er ekstremt mange i valensbåndet, vurderer de bevegelsen av positivt ladede hull, som er få i antall og som i likhet med elektroner kan overføre ladning. Denne prosessen er illustrert i fig. 1.10.

Figur 1.10 viser en krystall der, ved en eller annen ekstern eksitasjon, for eksempel ved et lyskvante med hν > F.eks, et av elektronene overføres til ledningsbåndet (blir fritt), dvs. ett av atomene hadde en av sine valensbindinger brutt. Så, i tillegg til elektronet som ikke var bundet til atomet, dukket det opp et positivt ladet ion i krystallen. Evnen til selve ionet til å bevege seg under påvirkning av feltet er veldig liten, så det bør ikke tas i betraktning. Siden atomer i en krystall befinner seg nær hverandre, kan et elektron fra et naboatom bli tiltrukket av dette ionet. I dette tilfellet vises et positivt hull ved naboatomet, hvorfra valenselektronet forlot, etc. For en perfekt krystall fri for urenheter og defekter vil elektronkonsentrasjonen være lik hullkonsentrasjonen. den egen konsentrasjon av ladningsbærere n i = p i, ikonet i betyr konsentrasjonen av bærere for den indre halvlederen (intrinsic - intrinsic). For produktet av konsentrasjonene av elektroner og hull kan vi skrive:

np = n i 2 (1,5)

Det skal bemerkes at dette forholdet ikke bare gjelder for iboende halvledere, men også for dopede krystaller, der elektronkonsentrasjonen ikke er lik hullkonsentrasjonen.

Ris. 1.10. Skjematisk fremstilling av utseendet til et elektron og et hull når lys absorberes

Bevegelsesretningen til hullet er motsatt av elektronets bevegelsesretning. Hvert elektron i en valensbinding er preget av sitt eget nivå. Alle nivåer av valenselektroner er plassert veldig nært og danner et valensbånd, så bevegelsen av et hull kan betraktes som en kontinuerlig prosess som ligner på bevegelsen til en klassisk fri partikkel. På samme måte, siden energinivåene er veldig nære i ledningsbåndet, kan energiens avhengighet av momentum betraktes som kontinuerlig, og følgelig kan bevegelsen til et elektron betraktes i den første tilnærmingen som bevegelsen til en klassisk fri partikkel.

1.2.3. Doping av krystaller med en donor- eller akseptorurenhet, halvledere av typen "n" og "p".

Tilstedeværelsen av urenheter og defekter i en krystall fører til utseendet av energinivåer i båndgapet, hvis plassering avhenger av typen urenhet eller defekt. For å kontrollere de elektriske egenskapene til halvledere, er urenheter (doping) spesielt introdusert i dem. Så innføringen av en elementær halvleder av gruppe IV av et periodisk system av elementer, for eksempel Si, urenheter av elementer fra gruppe V (donorer) fører til utseendet av ytterligere elektroner og følgelig overvekt av elektronisk ledningsevne (n - type) ), introduksjonen av elementer Gruppe III fører til utseendet av ytterligere hull (p-type).

Ris. 1.12. Skjema for dannelse av et fritt elektron og et ladet donoratom ved doping av Si med gruppe V-elementer i det periodiske system

På fig. 1.12 viser et diagram av en Si-krystall der fosfor (V-gruppe) er introdusert. Et element i gruppe V (donor) har 5 valenselektroner, fire av dem danner bindinger med nabo Si-atomer, det femte elektronet er bare bundet med et urenhetsatom og denne bindingen er svakere enn de andre, derfor, når krystallen varmes opp, dette elektronet løsnes først, mens fosforatomet får en positiv ladning og blir et ion.

(1.7)

hvor E d er ioniserings(aktiverings)energien til donoratomet.

Ioniseringsenergien til givere er som regel ikke høy (0,005 - 0,01 eV), og ved romtemperatur donerer nesten alle av dem elektronene sine. I dette tilfellet er konsentrasjonen av elektroner som dukket opp på grunn av ionisering av donorer omtrent lik konsentrasjonen av de innførte urenhetsatomene og overskrider betydelig den iboende konsentrasjonen av elektroner og hull n>>n i, derfor kalles slike materialer elektroniske materialer ( n-type).

Vi vil kalle elektronene i dem for hovedbærere og betegne henholdsvis n n , hullene vil bli kalt mindre ladningsbærere og betegne p n .

Tenk på hva som skjer når et grunnstoff i gruppe III, for eksempel B, introduseres i samme Si. Et element i gruppe III har 3 valenselektroner som danner bindinger med nabo Si-atomer, en fjerde binding kan dannes hvis et annet elektron fra en av dens nærmeste naboer, se fig. 10. Energien til en slik overgang er ikke høy, så det tilsvarende energinivået som mottar (akseptor) elektronet er lokalisert nær valensbåndet. I dette tilfellet ioniseres boratomet ved å lades negativt, og på stedet hvor elektronet forlot dannes et positivt ladet hull, som kan delta i ladningsoverføringen.

der e v er et elektron fra valensbåndet, E a er energien til akseptornivået i forhold til toppen av valensbåndet.

Ris. 1.13. Skjema for dannelse av et fritt hull og et ladet akseptoratom i doping av Si med gruppe III-elementer i det periodiske system

Antallet ekstra hull tilsvarer omtrent antallet introduserte akseptoratomer og overskrider som regel betydelig antallet elektroner som oppstår på grunn av overganger fra valensbåndet, så materialet dopet med en akseptorurenhet er et hull (p type).

Innføringen av en akseptorurenhet fører til en økning i hullkonsentrasjonen og følgelig til en forskyvning av Fermi-nivået til valensbåndet (jo nærmere det er det, jo større er hullkonsentrasjonen).

Test spørsmål.

1. Hvorfor kan elektroner i en halvlederkrystall overføre ladning hvis de er i ledningsbåndet og kan ikke overføre ladning hvis de er i et fylt valensbånd?

2. Forklar hvorfor krystaller som består av elementer fra den første gruppen er gode ledere?

3. Hva tror du, hvis det var mulig å oppnå krystallinsk hydrogen, ville det vært en leder eller en halvleder?

4. Hvorfor fører innføringen av urenhetsatomer som tilhører den femte gruppen av det periodiske systemet av grunnstoffer inn i silisium (germanium) til opptreden av frie elektroner i ledningsbåndet?

5. Hvorfor fører innføring av urenhetsatomer som tilhører den tredje gruppen av det periodiske systemet av grunnstoffer i silisium (germanium) til at det oppstår frie hull i ledningsbåndet?