2. 
   Влияние электрического поля на электропроводимость
   

полупроводников

Фотопроводимостью называют увеличение электрической проводимости вещества под действием электромагнитного излучения.

Фотопроводимость зависит от частоты и интенсивности излучения, а также от температуры. В области коротких волн наблюдается уменьшение фотопроводимости. Когда энергия фотона обеспечивает появление фотопроводимости, ее значение увеличивается с увеличением интенсивности облучения, поскольку одновременно происходят два процесса с противоположным влиянием на фотопроводимость: с одной стороны, увеличивается число носителей, а с другой, рекомбинация увеличивается с увеличением -тела как одной, так и другой марки. С понижением температуры теплопроводность уменьшается, что служит фоном, на котором появляется фотопроводимость, и, следовательно, роль последней возрастает. Кроме того, сама фотопроводимость увеличивается с понижением температуры, поскольку вероятность рекомбинации носителей уменьшается с уменьшением концентрации тепловых носителей заряда.

Изменение электрических свойств полупроводников под воздействием электромагнитного излучения зависит от времени (релаксации). После прекращения облучения проводимость более или менее быстро возвращается к значению, которое она имела до облучения. В некоторых полупроводниках это длится микросекунды, в других это измеряется в минутах и даже часах. Знание инерции фотопроводимости различных полупроводниковых веществ важно при разработке, например, фоторезисторов, для которых требуется высокая эффективность.

Электропроводность полупроводников зависит от напряженности электрического поля. При низких значениях напряженности поля (до некоторого критического значения Е_K) соблюдается закон Ома, и удельная проводимость не зависит от напряженности поля, а при более высоких напряженностях поля начинается интенсивный рост удельной проводимости по экспоненциальному закону, приводящий к разрушению структуры полупроводника. С ростом температуры кривая удельной проводимости перемещается вверх, а наклон возрастающей части становится меньше (рис. 3).

---

Рис 3. График зависимость удельной проводимости от напряженности электрического поля в полупроводнике


Для некоторых полупроводников зависимость удельной проводимости от напряженности поля описывается выражением

  , (1)

где γ — удельная проводимость полупроводника при Е < Е_к,См/м,

β — коэффициент, характеризующий полупроводник, .
 Возрастание проводимости обусловлено ростом числа носителей заряда, так как под влиянием поля они легче освобождаются тепловым возбуждением. При дальнейшем росте поля может появиться механизм ударной ионизации, иногда приводящий к разрушению структуры полупроводника.
Полупроводники в сильном электрическом поле.

Сильное электрическое поле влияет на подвижность и концентрацию носителей заряда. Существуют несколько механизмов увеличения концентрации носителей в сильном электрическом поле.

Основным и механизмами являются три: термоэлектрическая (термополевая) ионизация (эффект Пула-Френкеля), электростатическая ионизация (туннельный эффект и ударная ионизация.

Механизм ионизации термополя реализуется при низких температурах, когда концентрация электронов в зоне проводимости определяется вероятностью их выхода с донорных уровне. На электрон, находящийся на донорном уровне, в электрическом поле помимо силы кулоновского притяжения к иону-донору действует сила F=-qE, способная помочь электрону оторваться от донора и стать свободным. То есть вероятность перехода электрона с донорных уровней в зону проводимости увеличивается, что означает увеличение концентрации носителей и увеличение электропроводности.

При более высоких температурах, когда донорная примесь полностью ионизирована, основную роль в увеличении концентрации носителей играют явления, связанные с ударной и электростатической (туннельной) ионизацией кристаллической решетки в высокоинтенсивных полях.

Электроны и дырки в кристалле находятся в состоянии хаотического теплового движения. Когда возникает электрическое поле, компонент направленного движения, вызванный действием этого поля, накладывается на хаотическое движение. В результате электроны и дырки начинают двигаться вдоль кристалла - возникает электрический ток, который называется током дрейфа.

---

Ударная ионизация.

В сильном электрическом поле, если оно возрастает примерно до 10⁵ В/см, электроны (или дырки) приобретают энергию, достаточную для ионизации атомов вещества. В результате этого возникают электронно-дырочные пары (рис. 4), которые в свою очередь ускоряются полем и генерируют дополнительные носители заряда. Этот процесс создания носителей заряда носит название ударной ионизации. Наблюдать, однако, это явление возможно лишь в р-n переходах, так как создать поля 10⁵—10⁶ В/см в однородном полупроводнике чрезвычайно трудно при разумных толщинах последнего. Исключением является ударная ионизация примесных атомов, которая требует небольших полей и наблюдается при низких температурах, когда атомы примеси не ионизированы. Ударная ионизация доноров и акцепторов — элементов пятой и третьей групп — в германии происходит при полях, приблизительно равных 5—10 В/см. Например, из (рис. 5), на котором представлена зависимость плотности тока от электрического поля в электронном германии при 4,2 К, видно, что при Ϭ ≈ 5 В/см происходит резкое скачкообразное возрастание платности тока, вызванное ударной ионизацией атомов примеси. 

Рис.4. Два возможных варианта ударной ионизации

Рис.5. Ударная ионизация в электронном германии при T = 4,2 K.

ТУННЕЛЬНЫЙ ЭФФЕКТ И ЭЛЕКТРОСТАТИЧЕСКАЯ ИОНИЗАЦИЯ

В очень сильных электрических полях становится возможным еще один механизм образования свободных носителей заряда — туннельный эффект, или эффект Зинера. Как известно, у полупроводника, находящегося во внешнем электрическом поле, имеет место наклон энергетических зон Наклон зон тем больше, чем больше величина напряженности электрического поля Ϭ. На рис. 6, представлена зонная структура собственного полупроводника при наличии сильного электрического поля. 

В этом случае, возможен переход электрона из валентной зоны в зону проводимости благодаря туннельному эффекту. Вероятность туннельного перехода зависит от высоты и ширины потенциального барьера. В данном случае высота потенциального барьера АБ представляет собой ширину запре-' щенной зоны E_g. Эффективная ширина барьера АВ = Δх может быть определена из разности потенциальной энергии электрона в зоне проводимости в точке В ив валентной зоне — в точке А. Так как потенциальная энергия с точностью до аддитивном постоянной то есть эффективная ширина барьера 

---

U (В) — U(A)= — еϬ Δх= — Е_g, (2)
Δx = (3)

Следовательно, ширина потенциального барьера зависит от напряженности электрического поля. 


Рис 6. Зонная структура собственного полупроводника при наличии сильного электрического поля



Кроме того, вероятность туннельного перехода будет больше у полупроводников с малыми значениями ширины запрещенной зоны Е_g и эффективной массы m^˟(рис. 7). 

Вероятность туннельного перехода одна и та же как для переходов из валентной зоны в зону проводимости, так и из зоны проводимости в валентную зону. Но поскольку в валентной зоне электронов намного больше, чем в зоне проводимости, то будет иметь место преимущественный переход электронов из валентной зоны в зону проводимости. Поэтому туннельный эффект может приводить к значительному увеличению концентрации свободных носителей заряда. Он наблюдается в полях 10⁴ В/см. 

Увеличение концентрации свободных носителей заряда может быть также обусловлено уменьшением энергии ионизации атомов донорной примеси в сильном электрическом поле.





Рис.7. Вероятность туннельного перехода электронов в зависимости от напряженности электрического поля в p-n переходе


1.3. Зонная структура кристалла CdSe
Естественно, что в каждом конкретном случае важную роль играют такие факторы, как примеси и прочие дефекты, содержащиеся в исследуемом образце, способ возбуждения, температура и т. д.

Основные оптические характеристики спектров продиктованы шириной запрещенной зоны, структурой и взаимным расположением в k-пространстве экстремумов верхней валентной зоны и нижней зоны проводимости, эффективных масс электронов и дырок (форма зон в экстремальных условиях). В связи с этим ниже приведены параметры верхней валентной зоны и нижней зоны проводимости для некоторых полупроводниковых кристаллов групп VI, III-V и II-VI, которые имеют большое практическое значение и являются модельными объектами в научных исследованиях оптической, фотоэлектрические и электрические свойства непроводящих кристаллов (данные приведены для комнатной температуры - 300 К). Крайности валентных зон во всех случаях расположены в центре зоны Бриллюэна (Г-точка). При классификации кристаллов как

---

межзонный переход означает переход, соответствующий минимальной энергетической щели между валентной зоной и зоной проводимости.

Ш
ирина запрещенной зоны для прямого перехода E^d_g = 1,74 эВ, переход поляризован перпендикулярно полярной оси, абсолютный минимум зоны проводимости находится в Г‑точке, валентная зона расщеплена на три подзоны А, В, С, расстояния между подзонами А и В равно 0,025 эВ.

Эффективная масса электрона в Г-точке m_e^Г = 0,11m₀. Эффективные массы дырки вдоль полярной оси и перпендикулярно к ней составляют 2,5m₀ и 0,4m₀.

1.4. Краевая фотопроводимость кристаллов группы A₂B₆ и её зависимость от тянущего электрического поля.
В спектрах фотопроводимости кристаллов CdS при комнатной температуре непосредственно ниже края поглощения можно наблюдать максимумы фототока, природа которых все еще окончательно не установлена [8-14]. Обычно наблюдаются один или два максимума, так называемые дополнительные максимумы [9], обозначенные в [12-14] ДМ₁ и ДМ₂. Первый можно наблюдать в спектральном интервале 510 - 518 нм, второй – в спектральном интервале 522 – 530 нм.

Д ополнительные максимумы обладают рядом характерных свойств, в частности, высокой чувствительностью к тянущему (измерительному) электрическому полю: с ростом тянущего поля можно наблюдать преимущественный рост интенсивностей максимумов ДМ₁ и ДМ₂ [9, 11, 13, 14] и изменение спектрального положения первого [9, 13]. Аналогичные ДМ₁ и ДМ₂ максимумы фототока, проявляющие высокую чувствительность к тянущему электрическому полю, наблюдались в спектрах краевой фотопроводимости CdS в работах [10].

В работе [20] проведено дальнейшее исследование влияния тянущего поля на спектры краевой фотопроводимости CdS с целью установления природы и детальных механизмов формирования дополнительных максимумов. Показано, что спектральное проявление этих максимумов в значительной мере определяется величиной приложенного к полупроводнику тянущего напряжения. Обсуждаются эффекты воспламенения и спектрального сдвига друг к другу вплоть до полного слияния, которые наблюдаются по мере увеличения последнего. Предполагается, что эти эффекты связаны с тянущим полем, инициируемым процессами ионизации и экранирования оптически деионизированных малых центров.

---

Смотрите также файлы

• Для металлической пластинки длиной (перевести в метры перед расчетом), и толщиной (перевести в метры перед расчетом).docx

• Некоторые представления квантовой механики.docx

• Erp системы erpсистемы. Этапы развития erp систем. Основные подсистемы erp. Эффект от внедрения erp систем.ppt

• Негосударственное образовательное частное учреждение высшего образования московский финансовопромышленный университет синергия Факультет Индустрии спорта Направлениеспециальность подготовки.docx

• Реферат по культуре речи Тема Речевой этикет Содержание Введение Понятие и назначение речевого этикета.docx