Свободными носителями

Электропроводность электронных полупроводников определяется свободными электронами, которые здесь являются основными носителями заряда. Дырок здесь очень мало, они образуются за счет термогенерации подобно собственным носителям в беспримесном .полупроводнике. В результате оказывается, что количество свободных электронов практически равно количеству ионизированных доноров.

Кроме указанных количественных различий, между этими веществами существуют и качественные различия в механизме электропроводности. В металлах перенос заряда осуществляется свободными электронами, число которых практически не зависит от температуры, в полупроводниках же носители заряда появляются только за счет подведенной извне энергии.

В пространстве, заполненном свободными электронами и ионами, происходят соударения между ними, приводящие к образованию нейтральных атомов (рекомбинация). Рекомбинация сопровождается излучением энергии в свободное пространство, обычно в видимой части спектра, при этом наблюдается свечение газа. Рекомбинацию при отсутствии новой ионизации называют деионизацией.

Мощность Ра = t/a/a, выделяющаяся на аноде, вызывает его нагре-вание. Повышение температуры анода обусловлено бомбардировкой его свободными электронами, отдающими аноду свою кинетическую энергию. Выделяющееся на аноде тепло рассеивается путем лучеиспускания.

между ускоряющим 4 и фокусирующим с? анодами. Силы Fl направлены к продольной оси трубки, поэтому действие их можно рассматривать как результат прохождения электронов через собирательную электростатическую линзу, фокусирующую электронный луч в точке А ( 1.24, г). Вылетая из диафрагмы фокусирующего анода, электроны в снова попадают в электоическое поле, действующее между анодами, но силы FZ направлены в этом случае так, что электроны будут отклоняться от продольной оси трубки. Действие сил Fz можно рассматривать как действие рассеивающей электростатической линзы. Благодаря тому, что скорость электронов в значительно больше скорости электронов б, действие сил F2 будет настолько кратковременным, что траектория электронов изменится лишь незначительно. Они будут продолжать приближаться к продольной оси трубки и пересекут ее в точке В, положение которой зависит от «кривизны» электрических силовых линий вблизи фокусирующего анода, которая определяется соотношением напряжения на ускоряющем 4 и фокусирующем 3 анодах. Следовательно, подбирая потенциометром «фокус» (см. 1.24, а) напряжение на аноде 3, можно сфокусировать электронный луч непосредственно на люминофоре. Во избежание скопления на люминофоре отрицательных зарядов, перенесенных свободными электронами, нужно, чтобы число электронов, приходящих на люминофор, было равно числу уходящих с него электронов. Это достигается за счет того, что вторичные электроны, выбитые с поверхности люминофора электронным лучом, уходят на аквадаг 7, представляющий собой коллоидный раствор графита в жидком стекле, нанесенный на внутреннюю поверхность трубки и соединенный со вторым анодом. Яркость светящейся точки на экране трубки регулируется потенциометром «яркость». С увеличением отрицательного напряжения модулятора относительно катода яркость уменьшается, так как уменьшается число электронов, вылетающих через отверстие модулятора в единицу времени.

В кинескопах старой конструкции в процессе эксплуатации в центральной части экрана появлялось темное пятно, называемое ионным пятном. Его появление объясняется тем, что одновременно со свободными электронами с поверхности катода излучаются отрицательные ионы, масса которых в тысячи и десятки тысяч раз больше массы электронов. Отрицательные ионы слабо отклоняются магнитным полем и, ударяясь о центральную часть люминофора, постепенно ее разрушают. В кинескопах новой конструкции для предотвращения возможности появления ионного пятна применяется ионная ловушка. На 1.25, а показана одна из конструкций кинескопа с ионной ловушкой. Катод /, модулятор 2 и изогнутый первый анод 4 расположены под углом порядка 15° к продольной оси трубки. Поэтому электронный луч выходит из модулятора и идет на первый анод в направлении, не совпадающем с направлением продольной оси трубки. Кольцевой постоянный магнит 3 ионной ловушки создает магнитное поле, направленное перпендикулярно к плоскости чертежа. Это поле отклоняет электронный луч 10 и направляет его к центру экрана, в то время как отрицательные ионы 11, почти не отклоняемые магнитным полем, ударяются о поверхность анода 4. Таким образом, отрицательные ионы попадают на первый анод, а через диафрагму первого анода пролетают только электроны. В некоторых кинескопах вместо ионной ловушки применяют алю-минированный экран, защищающий люминофор от бомбардировки ионами.

Если атом кремния в кристаллической решетке заместить пятивалентным атомом, например фосфора ( 5, а), то четыре валентных электрона этого атома образуют ковалентные связи с окружающими его четырьмя атомами кремния, а пятый валентный электрон 2 оказывается слабо связанным с атомом фосфора 1. Поэтому даже при небольших температурах он легко отрывается от атома фосфора и делается свободным, т.е. оказывается в зоне проводимости. Зонная диаграмма для этого случая показана на 5, б. Энергетический уровень 4 слабо связанного пятого электрона находится в верхней части запрещенной зоны &3. а сам электрон — в зоне проводимости 3. Здесь образование свободного электрона не сопровождается нарушением ковалентной связи, т.е. образованием дырки. Таким образом, в полупроводнике с примесью пятивалентных атомов имеется преимущественно один вид носителей заряда — электроны. Полупроводники, электропроводность которых обусловлена свободными электронами, называют электронными, или полупроводниками п-типа. Атомы примеси, способные отдавать свой электрон, называют донорными примесями, или донорами.

В металлических проводниках электропроводность обусловлена свободными электронами (коллективизированными электронами). Такую электропроводность называют электронной, а сами проводники проводниками первого рода. Например, при нормальной температуре концентрация свободных электронов N, [м°], составляет в различных материалах:

Тепло через металл передается в основном теми же свободными электронами, которые определяют и электропроводность металлов; количество их в единице объёма металла весьма велико. Поэтому, как правило, коэффициент теплопроводности X металлов много больше, чем X диэлектриков. Очевидно, что, при прочих равных условиях, чем больше удельная электрическая проводимость у металла, тем больше его коэффициент теплопроводности X. При повышении температуры, когда подвижность электронов в металле и соответственно его удельная проводимость у уменьшаются, отношение коэффициента теплопроводности металла к его удельной электрической проводимости Х/у должно возрастать Математически это выражается законом Видемана — Франца — Лорентца:

Дырки, попав в область базы, для которой они являются неосновными носителями, частично рекомбинируют со свободными электронами базы. Вместо электронов, исчезнувших в процессе

В электронных электровакуумных приборах прохождение электрического тока осуществляется свободными электронами. Рабочей средой этих приборов является вакуум, обеспечиваемый газонепроницаемой оболочкой. Семейство электронных электровакуумных приборов объединяет несколько групп приборов: электронные лампы, электронно-лучевые приборы, электровакуумные фотоэлектронные приборы и др.

При получении дополнительной энергии (например, при повышении температуры, освещении, приложении электрического поля и т. д.) электроны внешней оболочки теряют жесткую связь с определенным 'атомом и начинают свободно перемещаться в объеме. Такие электроны называются свободными носителями заряда. Свободная зона, на уровнях которой при возбуждении могут находиться электроны, называется зоной проводимости. Зона,, ближайшая к зоне проводимости, называется валентной. При температуре абсолютного нуля она полностью заполнена. При изменении температуры происходит обмен между валентной зоной и зоной проводимости. Все существенные процессы в полупроводниковых приборах можно изучить, рассматривая только две соседние зоны: валентную и зону проводимости.

трализация поверхностного заряда происходит уже на расстоянии, равном нескольким параметрам решетки, то в полупроводниках область объемного заряда простирается на значительную глубину (~ 10~6 м и более). Обычно ее принимают равной так называемой дебаевской длине экранирования LD, определяемой как расстояние, на протяжении которого потенциал поля в веществе со свободными носителями заряда

Процессы генерации и рекомбинации протекают во всех частях диода — как в обедненном слое перехода, так и в нейтральных п- и р-областях. В равновесном состоянии скорости генерации и рекомбинации носителей заряда одинаковы, поэтому результирующие потоки носителей отсутствуют. С приложением к диоду обратного смещения толщина обедненного слоя (2.66) будет возрастать. В результате обедненный слой будет дополнительно обедняться свободными носителями заряда. Дефицит свободных носителей заряда замедлит процессы рекомбинации в переходе, в результате равновесие сдвинется в сторону генерации и избыточные генерируемые носители будут перебрасываться полем перехода в нейтральные области: дырки в n-область, электроны в р-область. Эти потоки образуют ток термогенерации, на величину которого будет возрастать обратный тепловой ток. Если принять п„0 = рро = п„, Ln = Lp = L(), т„ = тр = = т0, то отношение тока термогенерации /с к тепловому /0 можно получить в виде

В r'-слое с собственной электропроводностью концентрация свободных носителей заряда весьма мала ( 3.8, б), поэтому практически вся область длиной W обеднена свободными носителями и распределение электрического поля в ней соответствует 3.8, в. Из-за сильной зависимости коэффициента ударной ионизации от напряженности электрического поля [см. (2.85)] область лавинного умножения сильно локализована ( 3.8, г), поэтому процесс умножения носителей заряда происходит в узком слое толщиной хум. Слой вне области умножения (л:ум •< х < W) называется областью дрейфа. Носители заряда, генерируемые в обратносмещенном /э+-/г-переходе, разделяются полем последнего и дрейфуют в нем. Электроны и дырки дрейфуют от области умножения толщиной л:ум до п+- и р+-областей соответственно ( 3.8, а). Путь и время дрейфа электронов значительно больше пути и времени дрейфа дырок. Поэтому временем дрейфа дырок можно пренебречь и считать, что все пролетное запаздывание тпр и связанное с ним динамическое ОС определяются дрейфующими электронами.

димости перекрываются, т.е. запрещенная зона отсутствует. В этом случае электроны под действием электрического поля могут приобретать дополнительную кинетическую энергию, занимая свободные уровни энергии в зоне проводимости. Валентные электроны в металле принадлежат одновременно всем атомам кристалла и являются свободными носителями заряда.

В основе оптических явлений в полупроводникг х лежит взаимодействие электромагнитного излучения со связанными и свободными носителями заряда, атомами кристаллической решетки, примесными атомами, электронно-дырочной плазмой. Поатому оптические явления включают широкий круг процессов, протекающих в полупроводниковых кристаллах под действием электромагнитного излучения в интервале длин волн от 0,2 до 100 мкм.

Поглощение света свободными носителями заряда. Поглощение свободными носителями заряда в полупроводниках наиболее существенно в длинноволновой области спектра за краем собствен-

ного поглощения. Механизм поглощения света свободными носителями заряда состоит в превращении кинетической энергии, приобретенной ими под действием электрического поля световой волны, в теплоту в результате взаимодействия носителей заряда с дефектами (т. е. нарушениями периодичности) кристаллической решетки. С квантово-механической точки зрения электроны, движущиеся в строго периодическом поле кристаллической решетки, не могут поглощать фотоны и переходить в состояние с большей энергией в той же зоне, что связано с требованием сохранения импульса. Однако существование колебаний решетки приводит к возникновению поглощения.

Согласно (6.35), коэффициент поглощения светл свободными носителями заряда

Точные квантово-механические расчеты поглощения свободными носителями заряда свидетельствуют о том, что зависимость коэффициента поглощения от длины волны в общем случае выражается степенным законом с показателем степени, отличным от двух. Для ряда полупроводниковых материалов экспериментальные зависимости коэффициента поглощения от длины волны имеют сложный вид.

При выборе спектрального диапазона измерений нужно учитывать, что вместе с поглощением свободными носителями заряда на определенных участках спектра может влиять поглощение примесями и фононами. Для того чтобы избежать ошибок в определении концентрации носителей заряда, в рабочем спектральном диапазоне другие механизмы поглощения должны проявляться менее интенсивно.