Ledermodstand. Ledningsevne. Dielektrik. Anvendelse af ledere og isolatorer. Halvledere.
Fysiske stoffer er forskellige i deres elektriske egenskaber. De mest omfattende stofklasser er ledere og dielektriske stoffer.
Dirigenter
Hovedtræk ved ledere– tilstedeværelsen af gratis ladningsbærere, der deltager i termisk bevægelse og kan bevæge sig gennem hele stoffets volumen.
Som regel omfatter sådanne stoffer saltopløsninger, smelter, vand (undtagen destilleret), fugtig jord, menneskekroppen og selvfølgelig metaller.
Metaller betragtes som de bedste ledere af elektrisk ladning.
Der er også meget gode ledere, der ikke er metaller.
Blandt sådanne ledere er det bedste eksempel kulstof.
Alle konduktører har egenskaber som f.eks modstand
Og ledningsevne
. På grund af det faktum, at elektriske ladninger, der kolliderer med atomer eller ioner af et stof, overvinder en vis modstand mod deres bevægelse i et elektrisk felt, er det sædvanligt at sige, at ledere har elektrisk modstand ( R).
Den gensidige modstand kaldes ledningsevne ( G).
G = 1/R
Det vil sige ledningsevne – Det er en leders egenskab eller evne til at lede elektrisk strøm.
Det skal du forstå gode guider repræsentere meget lav modstand mod strømmen af elektriske ladninger og følgelig har høj ledningsevne. Jo bedre lederen er, jo større er dens ledningsevne. For eksempel har en kobberleder b O
højere ledningsevne end en aluminiumsleder, og ledningsevnen af en sølvleder er højere end den samme leder lavet af kobber.
Dielektrik
Dielektrik inkluderer, først og fremmest gasser, der leder elektriske ladninger meget dårligt. Samt glas, porcelæn, keramik, gummi, pap, tørt træ, diverse plast og harpiks.
genstande fremstillet af dielektrikum kaldes isolatorer. Det skal bemærkes, at de dielektriske egenskaber af isolatorer i høj grad afhænger af miljøets tilstand. Under forhold med høj luftfugtighed (vand er en god leder), kan nogle dielektrika således delvist miste deres dielektriske egenskaber.
Om brugen af ledere og isolatorer
F.eks, alle elektriske ledninger i huset er lavet af metal (normalt kobber eller aluminium). Og kappen af disse ledninger eller stikket, der er sat i stikkontakten, skal være lavet af forskellige polymerer, som er gode isolatorer og ikke tillader elektriske ladninger at passere igennem.
Det bør noteres at begreberne "leder" eller "isolator" ikke afspejler kvalitetsegenskaber: egenskaberne for disse materialer spænder faktisk fra meget gode til meget dårlige.
Sølv, guld, platin er meget gode ledere, men det er dyre metaller, så de bruges kun, hvor prisen er mindre vigtig i forhold til produktets funktion (plads, forsvar).
Kobber og aluminium er også gode ledere og samtidig billige, hvilket forudbestemte deres udbredte anvendelse.
Tungsten og molybdæn er tværtimod dårlige ledere og kan af denne grund ikke bruges i elektriske kredsløb (de vil forstyrre driften af kredsløbet), men den høje modstand af disse metaller, kombineret med ildfasthed, forudbestemte deres anvendelse i glødelamper og højtemperatur varmeelementer.
Isolatorer der er også meget gode, bare gode og dårlige. Det skyldes, at rigtige dielektrika også indeholder frie elektroner, selvom der er meget få af dem. Udseendet af gratis ladninger selv i isolatorer skyldes termiske vibrationer af elektroner: under påvirkning af høj temperatur formår nogle elektroner stadig at bryde væk fra kernen, og dielektrikets isolerende egenskaber forringes. Nogle dielektrika har flere frie elektroner, og deres isoleringskvalitet er tilsvarende dårligere. Det er nok at sammenligne for eksempel keramik og pap.
Den bedste isolator er et ideelt vakuum, men det er praktisk talt uopnåeligt på Jorden. Helt rent vand vil også være en fremragende isolator, men er der nogen, der har set det i virkeligheden? Og vand med tilstedeværelsen af eventuelle urenheder er allerede en ret god leder.
Kriteriet for kvaliteten af en isolator er dens overholdelse af de funktioner, den skal udføre i et givet kredsløb. Hvis de dielektriske egenskaber af et materiale er sådan, at enhver lækage gennem det er ubetydelig (påvirker ikke driften af kredsløbet), så betragtes et sådant materiale som en god isolator.
Halvledere
Der er stoffer, som i deres ledningsevne indtager en mellemplads mellem ledere og dielektrikum.
Sådanne stoffer kaldes halvledere.
De adskiller sig fra ledere i den stærke afhængighed af elektriske ladningers ledningsevne af temperatur såvel som af koncentrationen af urenheder og kan have egenskaber af både ledere og dielektriske stoffer.
I modsætning til metalledere, hvor ledningsevnen falder med stigende temperatur; i halvledere stiger ledningsevnen med stigende temperatur, og modstanden, da den omvendte værdi af ledningsevnen, falder.
Ved lave temperaturer modstand af halvledere, som det kan ses af ris. 1, har en tendens til det uendelige.
Det betyder, at en halvleder ved absolut nultemperatur ikke har nogen frie bærere i ledningsbåndet og i modsætning til ledere opfører den sig som et dielektrikum.
Med stigende temperatur såvel som med tilsætning af urenheder (doping) øges halvlederens ledningsevne, og den får en leders egenskaber.
Ris. 1. Afhængighed af modstand af ledere og halvledere på temperatur
Størrelsen af den elektriske strøm I gennem en prøve, for eksempel i form af et parallelepipedum, bestemmes afhængigt af spændingen U og modstanden af prøven R:
I = U/R = US/rl = gUS/l = gSE (1)
Hvor jeg er aktuel; l - prøvelængde; S - område; R - modstand; r - volumetrisk resistivitet; g er materialets ledningsevne.
Fra dette forhold er det klart, at ledningsevnen er relateret til den elektriske feltstyrke E = U/l og strømtæthed j = I/S:
g = j/E eller j = gE (2)
Værdien af g af halvledere og metaller afhænger væsentligt af temperaturen af krystallerne.
Elektrisk strøm i et fast stof er forårsaget af bevægelse af frit ladede partikler. I metaller opstår elektrisk strøm på grund af frie elektroners bevægelse, i halvledere - frie elektroner og huller.
Værdien af g afhænger af koncentrationen af n og p og mobiliteten af m n og m p. Mobilitetsværdien bestemmes som forholdet mellem drifthastigheden v dr og feltstyrken
m = vdr/E; [m] = m 2 /V×s (3)
Lad os antage, at prøven har en vis koncentration af bærere - elektroner n. Påføring af en spænding U til en prøve skaber en spænding E = U/l, og en strøm I n flyder i kredsløbet på grund af bevægelsen af elektroner med en drifthastighed v n .
Analyse viser, at der løber en strøm gennem prøvens tværsnit svarende til
I n = Q n /t = env n tS/t = env n S = enm n ES (4)
Hvor Q n er ladningen, der passerede gennem tværsnittet S i løbet af tiden t; e – elektronladning.
Under hensyntagen til relation (2) vi har
I det generelle tilfælde, i nærvær af n- og p-type bærere
g = g n + g p = enm n + epm p (6)
Fra relationer (2) og (6) er det klart, at strømtætheden j i kredsløbet er bestemt af ledningsevnen g og den elektriske feltstyrke; ved en fast elektrisk feltstyrke (konstant spænding på prøven) er strømtætheden kun bestemt af ledningsevneværdien. Værdien af g afhænger til gengæld af værdierne af n, p og m n, m p, bestemt af temperatur, type materiale og urenheder.
Afhængighed af ladningsbærerkoncentration
I halvledere og metaller afhænger det af temperaturen.
Metaller.
Når et metalgitter dannes, donerer hvert atom i gitteret en valenselektron til metallets "elektrongas". Som et resultat, ved enhver temperatur, forbliver antallet af elektroner, der er i stand til at deltage i ledningsprocessen, praktisk talt uændret og er lig med tætheden af gitterpunkter: n @ 10 28 m -3.
Bånddiagrammet for metallet er vist i fig. 5.a. I et metal ved enhver temperatur er elektroner i ledningsbåndet, hvilket fysisk betyder, at de er frie og kan bevæge sig rundt i krystallen. Ved T = 0 o K har alle elektroner lavere energiværdier (bærehastigheden er begrænset ved denne temperatur af værdien v f, energien er begrænset af værdien E f = mv 2 f /2, (E f er energi af Fermi-niveauet). Med stigende temperatur (T > 0оК) kan elektroner øge deres hastighed (energi), så energiværdierne for nogle bærere vil være større end værdien af E f; i bånddiagrammet er stigningen i elektronenergi repræsenteres ved overgang 1 (fig. 4.a).
Halvledere.
Antallet af ladningsbærere i halvledere afhænger væsentligt af temperaturen og typen af materiale. Bånddiagrammer af forskellige typer halvledere er præsenteret i fig. 4.b-g.
Ved en temperatur på 0 o K er der ingen frie bærere; i en intrinsisk halvleder er alle bærere bundet til materialets egne atomer (i bånddiagramsprog betyder det, at bærerne er i valensbåndet). En iboende halvleder har et Fermi-niveau E f i midten af båndgabet.
I en donorhalvleder ved T = 0 er alle frie bærere også fraværende; de er forbundet med materialets egne atomer (placeret i valensbåndet) og med urenhedsatomer (placeret på E d-niveau).
Energiniveauet E f n for en urenhedsdonorhalvleder ved lave temperaturer er nær bunden af ledningsbåndet (fig. 4.c).
I en acceptor-halvleder ved T = 0 er alle frie bærere også fraværende; elektroner er forbundet med materialets egne atomer (placeret i valensbåndet), urenhedsatomer (acceptorer) ioniseres ikke. Efterhånden som temperaturen stiger, begynder de egne atomer at ionisere, elektronen fanges af acceptoren (elektronen er på niveau med acceptoren E a), og der opstår et hul (i valensbåndet). Energiniveauet E fr for en urenhedsacceptor-halvleder er nær toppen af valensbåndet (fig. 4.d)
I iboende halvledere opstår ladningsbærere (elektroner og huller) på grund af ionisering af deres egne atomer. Koncentrationen af selvbærende stoffer stiger med stigende temperatur ifølge udtrykket:
hvor N c , N v – tætheder af tilstande (niveauer) i ledningsbåndet og valensbåndet; T - krystaltemperatur, K; DE z – båndgab; k – Boltzmann konstant.
Tager vi logaritmen af udtryk (7), får vi
(8)
Hvis vi ser bort fra afhængigheden af Nc, Nv af temperaturen, så er n(T) beskrevet med en ret linje i koordinaterne ln n fra (1/T, K) (Figur 5.a)
I urenhedshalvledere skyldes dannelsen af bærere generering både fra iboende atomer og fra urenhedscentre.
 |
Da ioniseringsenergien af for eksempel en donorurenhed DE d er meget mindre end båndgabet DE z, vil urenhedscentre - donorer - begynde at ionisere først med en temperaturstigning fra 0 o K.
I temperaturområdet 0 – 150 o K præsenteres n(T)-afhængigheden i formen
(9)
hvor Ed er donorernes ioniseringsenergi; Nd – donorkoncentration.
I koordinaterne ln n(T) = f(1/T) er afhængigheden n(T) repræsenteret af et lige linjestykke (figur 5.b, afsnit 1).
En stigning i temperaturen over ioniseringstemperaturen af urenheder T fører til fuldstændig ionisering af donorer, så en yderligere stigning i temperaturen påvirker ikke ionisering. Dette fører til det faktum, at i området af Tcr< Т < Т и концентрацция носителей остается постоянной (Т кр – температура, при которой концентрация генерируемых собственных носителей становится сравнимой с концентрацией доноров).
I temperaturområdet T = 300 – 400 o K er donorer således fuldstændig ioniseret, koncentrationen af elektroner af urenhedsoprindelse er meget højere end koncentrationen af elektroner af deres egen oprindelse, selv med en ubetydelig mængde urenheder. For eksempel betragtes silicium doteret med en urenhed i en mængde på 0,001% som kemisk rent. Det svarer samtidig til en urenhedskoncentration på 10 23 m -3 (koncentration af siliciumatomer 10 28 m -3).
Da ved T = 300 - 400 o K er alle urenhedsatomer ioniseret, vil koncentrationen af frie elektroner af urenhedsoprindelse være lig med 10 23 m -3, hvilket er meget større end koncentrationen af frie elektroner og huller af deres egen oprindelse ( ved 300 o K n i = 10 16 m -3) . Som følge heraf øgede indførelsen af en ubetydelig mængde urenhed elektronkoncentrationen med syv størrelsesordener sammenlignet med koncentrationen af elektroner af dens egen oprindelse. Ved T = 300 – 400 o K kan koncentrationen af elektroner af iboende oprindelse derfor negligeres, og det kan antages, at i en donorhalvleder er koncentrationen af majoritetsbærere kun bestemt af elektroner af urenhedsoprindelse, dvs. n n = N d.
Ved temperaturer T > Tcr skaber genereringen af bærere af iboende oprindelse et antal bærere (elektroner og huller), der overstiger antallet af elektroner af urenhedsoprindelse; i dette område er afhængigheden n(T) beskrevet ved relation (7) .
Retningslinier.
Krystallens statiske strøm-spændingskarakteristik bestemmes ved at studere strømmens afhængighed i krystallen af spændingen I(U n). Krystalmodstanden bestemmes grafisk ud fra afhængigheden I(U n):
Værdien af resistivitet r og elektrisk ledningsevne bestemmes under hensyntagen til forhold (1) og (2).
(1),
hvor I er strømmen, l er længden af prøven, S er arealet, R er modstanden, r er den volumetriske resistivitet, g er materialets ledningsevne. Krystalparametrene (længde og tværsnitsareal) er angivet på stativet.
Fra relation (1) har vi, at ledningsevne er relateret til størrelsen af den elektriske feltstyrke og strømtæthed:
Værdierne s af halvledere og metaller afhænger væsentligt af temperaturen af krystallerne.
Krystallen opvarmes indirekte ved hjælp af et varmelegeme. Krystallens temperatur registreres under opvarmningsprocessen ved hjælp af et termoelement.
Under opvarmning af prøven fjernes strømmens afhængighed af temperaturen, hvorefter afhængigheden beregnes og plottes 
.
Under hensyntagen til forhold (3),
hvor DE 3 er aktiveringsenergien for selvbærere (båndgab), s¢ 0 (T) er en parameter, der er lidt afhængig af temperaturen, vi har
(4).
I ln g(1/T)-koordinater er ledningsevnens afhængighed af temperatur således repræsenteret af en ret linje med en hældning lig med
Hvor DE 3 er båndgabet af halvlederen, er k Boltzmanns konstant (k = 8,625 × 10 -5 eV/K = 1,38 × 10 -23 J/K).
På grafen er værdierne af 1/T (T 0 K) plottet langs abscisseaksen; ordinataksen er værdien af den naturlige logaritme af materialets ledningsevne (g).
Under hensyntagen til temperaturafhængigheden af den elektriske ledningsevne af halvledere, beskrevet af relation (3), ændres modstanden af halvledermodstanden med temperaturen
(5),
hvor er temperaturfølsomhedskoefficienten, afhængig af typen af urenhed, båndgab, aktiveringsenergien for urenheden osv.; R ¥ er en konstant afhængig af materialet og størrelsen af halvlederen, T er temperaturen i grader Kelvin.
I praksis bruges modstande i vid udstrækning, hvor båndgabet er meget lille (0,1 - 0,3 eV), som et resultat af, at modstandsværdien falder kraftigt efterhånden som temperaturen stiger (termistorer). Termistormodstanden varierer fra flere ohm til flere hundrede kiloohm.
Temperaturfølsomhedskoefficienten B () har en værdi fra 700 til 15000 K og er næsten den samme for en given termistor i driftstemperaturområdet.
Temperaturkoefficienten for termistormodstanden viser den relative ændring i termistormodstanden, når temperaturen ændres med 1 Kelvin.
Temperaturkoefficienten afhænger af temperaturen, så den skal skrives med et suffiks, der angiver den temperatur, hvor denne værdi forekommer. Under hensyntagen til (5) har vi
(7).
TKR-værdien ved stuetemperatur for forskellige termistorer er i området –(0,8 – 6,0)×10 -2 K -1. Bemærk venligst, at termistorer har en negativ temperaturkoefficient for modstand.
Halvledere baseret på metaloxider, for eksempel zink og titanium, vælges som arbejdselementet i termistoren.
Driften af halvlederenheder, posistorer, er baseret på en stigning i materialets modstand med stigende temperatur. Dette skyldes et fald i mobiliteten af ladningsbærere i højtemperaturområdet, som et resultat af hvilket halvlederens ledningsevne begynder at falde. Som et resultat stiger modstanden af posistoren med stigende krystaltemperatur. Bemærk, at især en posistor med en stor temperaturstigning bevæger halvlederen ind i området med sin egen ledningsevne, og dens modstand vil begynde at falde.
Posistors arbejdselement er en speciel keramik baseret på titaniumbariumforbindelser.
Termistorer og posistorer bruges i elektroniske kredsløb til registrering af omgivelsestemperatur, vurdering af flux af forskellige strålinger, for eksempel optisk stråling fra lasere, nuklear, røntgen, osv., i alarmkredsløb mv.
Målinger og resultatbearbejdning
1. Analyser kredsløbet (fig. 1).
2. Tænd for strømmen til kredsløbet med tilladelse fra læreren: tilfør spænding til halvlederen.
I. At tage strøm-spændingskarakteristikken for en halvleder ved stuetemperatur T 0 (værdien af T 0 bestemmes i laboratoriet).
1. Ved at øge spændingen med et potentiometer fra 0 til 60 V for hver 10 V fjernes afhængigheden af strømmen, der løber gennem lederen, af spændingen. Indtast dataene i tabel 1.
Tabel 1.
2. Baseret på de opnåede data, konstruer en graf af afhængigheden I = f(U) ved stuetemperatur (konstruer en lige linje graf ved hjælp af mindste kvadraters metode).
3. Beregn halvledermodstanden for hver måling ved hjælp af formlen.
6. Beregn gennemsnitsværdien af resistivitet r og gennemsnitsværdien af specifik ledningsevne g under hensyntagen til dens parametre (krystallen har form af en cylinder: længde l = 10 mm, diameter d = 1 mm). Værdien af resistivitet r og elektrisk ledningsevne g bestemmes af relationerne:
hvor l er krystallens længde, S er krystallens tværsnitsareal.
Registrer resultaterne i tabel 1.
II. Undersøgelse af temperaturafhængigheden af en halvleders elektriske ledningsevne.
1. Indstil spændingen på krystallen som anvist af læreren. Bestem den aktuelle værdi ved stuetemperatur.
2. Tænd for halvlederopvarmning. Krystallen opvarmes ved hjælp af en varmelegeme, der aktiveres af "On"-vippekontakten. varmeapparat". Krystallens temperatur registreres under opvarmningsprocessen. Under opvarmningsprocessen vil modstanden og dermed strømmen gennem krystallen ændre sig. Registrer prøvestrømværdien ved forskellige temperaturer i området op til 90 0 C. Indtast dataene i tabel 2.
Tabel 2.
| U = ... V | |||||||
| Varenr. | T 0, C | T, K | 1/T, K-1 | I(T), mA | R, Ohm | s, cm/m | lns |
| 1. | |||||||
| 2. | |||||||
| 3. | … | ||||||
| 4. |
3. Afbryd enheden fra netværket.
4. I processen med at opvarme prøven fjernes strømmens afhængighed af spændingen, og værdien findes fra de opnåede data
.
 |  ,
 |
I lng (1/T) koordinater er ledningsevnens afhængighed af temperatur repræsenteret ved en ret linje med en hældning lig med , hvor DE 3 er båndgabet, k = 1,38×10 23 J/K = 8,625×10 -5 eV/K er Boltzmanns konstant; T - termodynamisk temperatur;
.
Spørgsmål for at beskytte dit arbejde.
1. Tegn bånddiagrammet for den iboende og urenhed (acceptor og donor halvleder.
2. Hvilke halvledere (intrinsiske eller urenheder) har flere frie ladningsbærere ved stuetemperatur?
3. Kan energien af en fri bærer have værdien E in< Е < Е пр?
4. Hvordan ændres koncentrationen af majoritetsladningsbærere i en urenhedshalvleder med stigende urenhedskoncentration?
5. Hvordan ændres koncentrationen af minoritetsladningsbærere i en urenhedshalvleder med stigende urenhedskoncentration?
6. Germanium og silicium har det samme antal urenhedscentre. Hvilken halvleder har en højere koncentration af minoritetsbærere ved stuetemperatur?
7. Tegn afhængigheden ln(1/T) for intrinsiske og urenhedshalvledere.
8. Kan halvlederes ledningsevne falde med stigende temperatur?
9. Hvordan bestemmer man båndgabet af halvledere?
Laboratoriearbejde 16
STUDIERER FOTORESISTERE
Målet med arbejdet: Undersøg karakteristika af cadmium svovl fotoresistor
Udstyr: Fotomodstand, monokromatisk lyskilde, mikroamperemeter, voltmeter, amperemeter, reostater, strømforsyninger.
Teoretisk information
Fotoledningsevne er forekomsten af ledningsevne af et stof under påvirkning af lys. En stigning i elektrisk ledningsevne under belysning, som erfaring viser, er forbundet med en stigning i koncentrationen af strømbærere.
Der er tre måder at øge koncentrationen under påvirkning af lys:
1. Lyskvanter trækker en elektron ud fra den fyldte zone og kaster den ind i ledningsbåndet (fig. 1), samtidig stiger antallet af huller og elektroner. I dette tilfælde skal fotonenergien være lidt større end halvlederens båndgab:
2. Under påvirkning af lys udstødes elektroner fra det fyldte (valens) bånd og kastes ud i frie urenhedsniveauer, mens hulledningsevnen stiger (fig. 2), kvanteenergien er lidt større end aktiveringsenergien af acceptorer:
3. Under påvirkning af lys kastes elektroner fra urenhedsniveauer ind i den frie zone, og elektronisk ledningsevne øges (fig. 3). Energien af lyskvanter er lidt større end energien af donorurenheder:
Processen med intern frigivelse af elektroner under påvirkning af lys er den interne fotoelektriske effekt.
Figur 1 viser et diagram over dannelsen af fotobærere i en halvleder: a – iboende, b – donor, c – acceptor.
Minimumsfrekvensen n 0 (eller maksimal bølgelængde l 0), hvor lyset stadig kan danne fotobærere, dvs. er fotoelektrisk aktiv, kaldet rød grænse fotokonduktivitet. Ud fra formlerne (1 – 2) kan vi bestemme den røde grænse for fotokonduktivitet:
Til proprietære halvledere;
For urenhedshalvledere,
Hvor c er lysets udbredelseshastighed i vakuum, h er Plancks konstant.
For iboende halvledere, hvis båndgab er 2¸3 eV, falder den røde grænse for fotokonduktivitet i den synlige del af spektret. Mange doterede halvledere har urenhedsaktiveringsenergier i størrelsesordenen tiendedele af en elektronvolt. Den røde grænse for fotokonduktivitet for dem ligger i det infrarøde område af spektret.
I en iboende halvleder er fotoledningsevne forbundet med elektronoverførsel fra valensbåndet til ledningsbåndet. Den røde grænse bestemmes af den minimale energi, der kræves til en sådan overførsel, dvs. ved første øjekast skal den bestemmes af forholdet:
Dette er dog ikke helt præcist. Faktum er, at når man absorberer lys, skal ikke kun loven om bevarelse af energi overholdes, men også loven om bevarelse af momentum. En elektron, der "sluger" en foton, modtager ikke kun energi, men også momentum:
I det generelle tilfælde, når en elektron udstødes af lys fra et vilkårligt niveau af valensbåndet, hvorved den havde en hastighed V 1, kastes den ind i ledningsbåndet til et niveau, hvor dens hastighed bliver V 2, loven om bevarelse af energi og momentum har formen:
(4)
.
Hvis vi tager i betragtning, at fotonmomentet er relativt lille (da lysets hastighed er meget høj), så giver formlerne (3) og (4) tætte værdier. Derfor kan du bruge formel (3) for at anslå båndgabet for en halvleder.
Når absorptionskoefficienten er meget høj; Næsten alt lys absorberes i halvlederens meget tynde overfladelag. I dette tilfælde viser koncentrationen af fotoelektroner sig at være meget høj og øger sandsynligheden for rekombination (dvs. deres omvendte overgang til valensbåndet med et fald i bærerens levetid). Derudover indeholder overfladelaget altid et stort antal defekter og urenheder, der hindrer frie elektroners drift.
Af disse grunde absorberes lys med frekvens af overfladelaget og forårsager ikke en mærkbar fotoelektrisk effekt.
Lovene om bevarelse af energi og momentum i tilfælde af en urenhedshalvleder har en mere kompleks form og overvejes ikke i dette arbejde.
Sammen med ioniseringen af et atom i hovedgitteret er en anden exciteret tilstand af hovedatomet mulig, hvor elektronen ikke bryder væk fra det, men kun bevæger sig til et af de ufyldte niveauer. Elektronen bryder med andre ord ikke sin forbindelse med hullet, men danner et enkelt system med det. Sådan et system kaldes excitonisk. Exciton-energiniveauer er placeret i bunden af ledningsbåndet (fig. 2).
Bevægelsen af en exciton kan repræsenteres som den fælles bevægelse af en elektron og et hul. Nogenlunde ser det sådan ud: excitonen på dette stadie "slår lukket", dvs. elektronen vender tilbage til sin normale tilstand. Den exciton, der frigives i dette tilfælde, overføres til et naboatom. Da exciton er et elektrisk neutralt system, fører deres udseende i en halvleder ikke til en stigning i ledningsevnen. Det antages i øjeblikket, at excitoner opstår fra fotoelektrisk aktiv absorption af lys. Efter at være opstået, vandrer de i nogen tid gennem halvlederens volumen. Når de kolliderer med urenhedsatomer eller andre gitterdefekter, rekombinerer excitoner sig enten eller "brydes fra hinanden". I det første tilfælde går det exciterede atom i en normal tilstand, og energi udsendes i form af lyskvanter. I det andet tilfælde dannes et par bærere - et elektron-"hul", som bidrager til halvlederens fotoledningsevne.
En halvleders fotoledningsevne påvirkes væsentligt af temperaturen. Når temperaturen falder, falder antallet af strømbærere. Dette fører for det første til en stigning i den relative andel af fotokonduktivitet i halvlederens samlede ledningsevne, og for det andet til en stigning i den absolutte værdi af fotokonduktivitet, fordi Når bærerkoncentrationen falder, falder sandsynligheden for fotobærerrekombination.
En ændring i temperatur kaldes en ændring i den røde grænse for fotokonduktivitet, fordi værdien af båndgabet ændres.
Halvleder fotomodstande er meget udbredt i praksis. De er lysrelæer. Fotomodstande har samme ledningsevne i begge retninger.
I modsætning til fotoceller i fotomodstande, under påvirkning af lys foto-emf. ikke opstår. Fotomodstande har forskellig følsomhed over for forskellige bølgelængder. For eksempel er FS-A1 mest følsom over for det infrarøde område af spektret (l max = 2,2 μm), FSK - over for det synlige område af spektret (l max = 0,38 - 0,78 μm) og FS-B - på grænse af synlige og infrarøde områder (l max = 0,7 µm).
Strukturelt er fotomodstande almindelige ohmske modstande, bestående af et plasthus 1, et halvlederlag 2, indesluttet mellem ledende elektroder 3 og et isolerende afstandsstykke 4 (fig. 3).
Måling og bearbejdning af resultater
Installationsdiagram
1. Indstil lampens glødetrådsstrøm inden for 3 -3,5 A.
2. Aflæs strøm-spændingskarakteristikken for fotomodstanden ved at ændre spændingen ved hjælp af et potentiometer for hver 5 V. Samtidig (indstillet af læreren). Indtast måledata i tabel 1.
Tabel 1.
| Varenr. | l=konst | U, V | I, µA |
| 1. | |||
| 2. | |||
| 3. | |||
| 4. | |||
| 5. |
3. Ved at belyse fotomodstanden med lys af forskellige bølgelængder fjernes afhængigheden , mens (U a - indstillet af læreren). Tag aflæsninger hver 25. nm i området fra 300 til 900 nm. Indtast måledataene i tabel 2.
Tabel 2.
Præsenter de opnåede resultater grafisk.
4. Bestem ved hjælp af grafen den bølgelængde, som fotomodstanden er mest følsom over for.
Kontrolspørgsmål
1. Hvad forklarer stigningen i ledningsevnen af halvledere, når de er belyst?
2. Hvorfor er der ingen mærkbar fotoelektrisk effekt?
3. Hvad er excitoner?
4. Hvordan ændres fotokonduktiviteten af halvledere med temperaturen?
Relateret information.
Halvledere er en bred klasse af stoffer kendetegnet ved specifikke elektriske ledningsevneværdier, der ligger i intervallet mellem den elektriske ledningsevne af metaller og gode dielektrika, det vil sige, at disse stoffer ikke kan klassificeres som hverken dielektriske (da de ikke er gode isolatorer) eller metaller (er ikke gode ledere af elektrisk strøm). Halvledere omfatter for eksempel stoffer som germanium, silicium, selen, tellur samt nogle oxider, sulfider og legeringer af metaller.
Ejendomme:
1) Ved stigende temperatur falder halvlederes resistivitet i modsætning til metaller, hvis resistivitet stiger med stigende temperatur. Desuden sker denne stigning som regel eksponentielt over et bredt temperaturområde. Resistiviteten af halvlederkrystaller kan også falde, når de udsættes for lys eller stærke elektroniske felter.
2) Egenskaben ved envejsledningsevne af kontakten mellem to halvledere. Det er denne egenskab, der bruges til at skabe forskellige halvlederenheder: dioder, transistorer, tyristorer osv.
3) Kontakter af forskellige halvledere under visse forhold under belysning eller opvarmning er kilder til foto-e. d.s. eller følgelig termo-e. d.s.
Halvledere adskiller sig fra andre klasser af faste stoffer i mange specifikke egenskaber, hvoraf de vigtigste er:
1) positiv temperaturkoefficient for elektrisk ledningsevne, det vil sige med stigende temperatur, øges den elektriske ledningsevne af halvledere;
2) halvlederes ledningsevne er mindre end metallers, men større end isolatorers;
3) store værdier af termoelektromotorisk kraft sammenlignet med metaller;
4) høj følsomhed af egenskaberne af halvledere over for ioniserende stråling;
5) evnen til skarpt at ændre fysiske egenskaber under påvirkning af ubetydelige koncentrationer af urenheder;
6) strømudligningseffekt eller ikke-ohmsk adfærd på kontakter.
3. Fysiske processer i p-n krydset.
Hovedelementet i de fleste halvlederenheder er elektron-hul-forbindelsen ( р-n-junction), som er et overgangslag mellem to områder af en halvleder, hvoraf den ene har elektronisk ledningsevne, og den anden har hulledningsevne.
Uddannelse p-n overgang. P-n overgang i ligevægtstilstand
Lad os se nærmere på uddannelsesprocessen p-n overgang. Overgangstilstanden kaldes ligevægt, når der ikke er nogen ekstern spænding. Lad os huske det i R-region er der to typer hovedladningsbærere: stationære negativt ladede ioner af acceptorurenhedsatomer og frie positivt ladede huller; og i n-region er der også to typer hovedladningsbærere: stationære positivt ladede ioner af acceptorurenhedsatomer og frie negativt ladede elektroner.
Før kontakt s Og n områder, elektroner, huller og urenheder fordeles jævnt. Ved kontakt ved grænsen s Og n regioner, opstår en koncentrationsgradient af frie ladningsbærere og diffusion. Under påvirkning af diffusion, elektroner fra n-området går ind s og rekombinerer der med huller. Huller fra R-områder går til n-region og rekombinere der med elektroner. Som et resultat af denne bevægelse af gratis ladningsbærere i grænseområdet falder deres koncentration næsten til nul og samtidig R region, dannes en negativ rumladning af acceptorurenhedsioner, og i n-regionen har en positiv rumlig ladning af donorurenhedsioner. Der opstår en kontaktpotentialforskel mellem disse ladninger φ til og elektrisk felt E k, som forhindrer spredning af frie ladningsbærere fra dyb R- Og n- områder på tværs p-n- overgang. Således kaldes regionen forenet af gratis ladningsbærere med sit elektriske felt p-n- overgang.
P-n-overgang er karakteriseret ved to hovedparametre:
1. Potentiel barrierehøjde. Det er lig med kontaktpotentialforskellen φ til. Dette er potentialforskellen i krydset forårsaget af ladningsbærerkoncentrationsgradienten. Dette er den energi, som en gratis ladning skal have for at overvinde den potentielle barriere:
Hvor k– Boltzmann konstant; e– elektronladning; T- temperatur; N a Og N D– koncentrationer af acceptorer og donorer i henholdsvis hul- og elektronregionerne; r r Og р n– koncentration af huller i R- Og n- områder henholdsvis; n i – iboende koncentration af ladningsbærere i en uligeret halvleder, t = kT/e- temperaturpotentiale. Ved en temperatur T=27 0 C t= 0,025V, for germaniumforbindelse til=0,6V, for siliciumforbindelse til= 0,8V.
2. pn junction bredde(Fig. 1) er et grænseområde udtømt for ladningsbærere, som er placeret i s Og n områder: l p-n = l p + l n:
Herfra,
Hvor ε – relativ dielektrisk konstant for halvledermaterialet; ε 0 - dielektrisk konstant for ledigt rum.
Tykkelsen af elektron-hul overgange er af størrelsesordenen (0,1-10) µm. Hvis, så og p-n-overgang kaldes symmetrisk, hvis , derefter og p-n- overgangen kaldes asymmetrisk, og den er hovedsageligt placeret i området af halvlederen med en lavere urenhedskoncentration.
I ligevægtstilstand (uden ekstern spænding) igennem р-n overgang, to modstrømme af ladninger bevæger sig (to strømme flyder). Disse er driftstrømmen af minoritetsladningsbærere og diffusionsstrømmen, som er forbundet med majoritetsladningsbærerne. Da der ikke er nogen ekstern spænding, og der ikke er nogen strøm i det eksterne kredsløb, er driftstrømmen og diffusionsstrømmen indbyrdes afbalanceret, og den resulterende strøm er nul
I dr + I diff = 0.
Dette forhold kaldes betingelsen for dynamisk ligevægt af processerne for diffusion og drift i en isoleret (ligevægt) p-n-overgang.
Overflade på hvilken kontakt s Og n område kaldes den metallurgiske grænse. I virkeligheden har den en begrænset tykkelse - δ m. Hvis δ m<< l p-n , At p-n- overgangen kaldes brat. Hvis δ m >> l p-n, At p-n- overgangen kaldes glat.
Р-n overgang med en ekstern spænding påført den
Ekstern spænding forstyrrer den dynamiske balance af strømme i p-n-overgang. P-n- overgangen går ind i en ikke-ligevægtstilstand. Afhængigt af polariteten af den spænding, der påføres områderne i p-n-overgang, to driftsformer er mulige.
1) Fremad offsetp-n overgang. P-n- Forbindelsen anses for at være fremadrettet, hvis den positive pol på strømforsyningen er tilsluttet R-område, og negativ til n-områder (fig. 1.2)
Ved fremadgående forspænding er spændingerne k og U rettet mod, den resulterende spænding er p-n-overgang falder til værdien til - U. Dette fører til, at den elektriske feltstyrke falder, og processen med diffusion af de vigtigste ladningsbærere genoptages. Derudover reducerer forskudt forskydning bredden p-n overgang, fordi l p-n ≈( k – U) 1/2. Diffusionsstrømmen, strømmen af de fleste ladningsbærere, bliver meget større end driftstrømmen. igennem p-n- overgangs jævnstrøm flyder
I r-n =I pr =I diff +I dr Jeg afviger .
Når der løber en jævnstrøm, flytter de fleste ladningsbærere i p-regionen til n-regionen, hvor de bliver minoritet. Diffusionsprocessen med at indføre majoritetsladningsbærere i en region, hvor de bliver minoritetsbærere, kaldes indsprøjtning og jævnstrømmen er en diffusionsstrøm eller en injektionsstrøm. For at kompensere for minoritetsladningsbærerne akkumuleret i p- og n-regionerne, opstår der en elektronisk strøm fra spændingskilden i det eksterne kredsløb, dvs. princippet om elektrisk neutralitet er bevaret.
Ved stigning U strømmen stiger kraftigt, - temperaturpotentiale, og kan nå store værdier pga forbundet med de vigtigste transportører, hvis koncentration er høj.
2) Omvendt bias, opstår når R-et minus påføres arealet, og til n- plusareal, ekstern spændingskilde (fig. 1.3).
Sådan ekstern stress U medfølger iflg til. Det: øger højden af den potentielle barriere til værdien til + U; den elektriske feltstyrke øges; bredde p-n overgang stiger, pga l p-n ≈( til + U) 1/2; diffusionsprocessen stopper helt og efter p-n overgang, en driftstrøm flyder, en strøm af minoritetsladningsbærere. Denne nuværende p-n-overgang kaldes omvendt, og da den er forbundet med minoritetsladningsbærere, som opstår på grund af termisk generering, kaldes den termisk strøm og betegnes - jeg 0, dvs.
I r-n =I arr =I diff +I dr I dr = I 0.
Denne strøm er lille i størrelsesordenen pga forbundet med minoritetsladningsbærere, hvis koncentration er lav. Dermed, p-n Krydset har envejsledningsevne.
Under omvendt bias falder koncentrationen af minoritetsladningsbærere ved overgangsgrænsen en smule sammenlignet med ligevægtsværdien. Dette fører til spredning af minoritetsladningsbærere fra dybet s Og n-regioner til grænsen p-n overgang. Efter at have nået det, kommer minoritetsbærere ind i et stærkt elektrisk felt og overføres igennem p-n overgang, hvor de bliver hovedparten af afgiftsselskaberne. Spredning af minoritetsladningsbærere til grænsen p-n overgang og drift gennem det ind i det område, hvor de bliver de vigtigste ladningsbærere kaldes udvinding. Udvinder og skaber omvendt strøm p-n overgang er strømmen af minoritetsafgiftsbærere.
Størrelsen af den omvendte strøm afhænger stærkt af: omgivelsestemperaturen, halvledermaterialet og området p-n overgang.
Temperaturafhængigheden af den omvendte strøm bestemmes af udtrykket, hvor er den nominelle temperatur, er den faktiske temperatur, er fordoblingstemperaturen af den termiske strøm.
Den termiske strøm af en siliciumforbindelse er meget mindre end den termiske strøm af en germanium-baseret forbindelse (med 3-4 størrelsesordener). Det er forbundet med til materiale.
Når krydsningsområdet øges, øges dets volumen, og derfor stiger antallet af minoritetsbærere, der opstår som følge af termisk generering og termisk strøm.
Altså hovedejendommen p-n-overgang er dens envejsledningsevne.
4. Strømspændingskarakteristika for p-n-forbindelsen.
Lad os få strøm-spændingskarakteristikken for p-n krydset. For at gøre dette skriver vi kontinuitetsligningen i generel form:
Vi vil betragte det stationære tilfælde dp/dt = 0.
Lad os betragte strømmen i det kvasi-neutrale volumen af en n-type halvleder til højre for udtømningsområdet for p-n-krydset (x > 0). Generationshastigheden af G i et kvasinutralt volumen er nul: G = 0. Det elektriske felt E er også nul: E = 0. Strømmens driftkomponent er også nul: I E = 0, derfor er strømmen diffusion. Rekombinationshastigheden R ved et lavt injektionsniveau er beskrevet ved relationen:
Lad os bruge følgende relation, der forbinder diffusionskoefficienten, diffusionslængden og minoritetsbærerens levetid: Dτ = L p 2 .
Under hensyntagen til ovenstående antagelser har kontinuitetsligningen formen:
Grænsebetingelserne for diffusionsligningen i p-n krydset har formen:
Løsningen til differentialligningen (2.58) med randbetingelser (*) har formen:
Relation (2.59) beskriver fordelingsloven for injicerede huller i det kvasinutrale volumen af en n-type halvleder for en elektron-hul overgang (fig. 2.15). Alle bærere, der krydser SCR-grænsen med det kvasinutrale volumen af pn-forbindelsen, deltager i pn-forbindelsesstrømmen. Da hele strømmen er diffusion, der erstatter (2.59) i udtrykket for strømmen, får vi (fig. 2.16):
Relation (2.60) beskriver diffusionskomponenten af pn-forbindelseshulstrømmen, der opstår under injektionen af minoritetsbærere under fremadgående bias. For den elektroniske komponent af p-n overgangsstrømmen får vi på samme måde:
Ved V G = 0 balancerer drift- og diffusionskomponenterne hinanden. Derfor,.
Den samlede p-n-overgangsstrøm er summen af alle fire komponenter i p-n-forbindelsesstrømmen:
Udtrykket i parentes har den fysiske betydning af den omvendte strøm af pn-forbindelsen. Faktisk ved negative spændinger VG< 0 ток дрейфовый и обусловлен неосновными носителями. Все эти носители уходят из цилиндра длиной L n со скоростью L n /τ p . Тогда для дрейфовой компоненты тока получаем:
Ris. 2.15. Fordeling af ikke-ligevægtsbærere injiceret fra emitteren over det kvasinutrale volumen af p-n-forbindelsesbasen
Det er let at se, at denne sammenhæng er ækvivalent med den, der er opnået tidligere i analysen af kontinuitetsligningen.
Hvis det er nødvendigt at implementere betingelsen om ensidig injektion (f.eks. kun hulinjektion), så følger det af relation (2.61), at det er nødvendigt at vælge en lille værdi af minoritetsbærerkoncentrationen n p0 i p- område. Det følger heraf, at en p-type halvleder skal være stærkt dopet sammenlignet med en n-type halvleder: N A >> N D . I dette tilfælde vil pn-forbindelsesstrømmen være domineret af hulkomponenten (fig. 2.16).
Ris. 2.16. Strømme i et asymmetrisk p-n-kryds med fremadgående bias
Således har strømspændingskarakteristikken for p-n-krydset formen:
Mætningsstrømtætheden J s er lig med:
Strøm-spændingskarakteristikken for p-n krydset, beskrevet ved relation (2.62), er vist i figur 2.17.
Ris. 2.17. Strømspændingskarakteristik af et ideelt p-n-kryds
Som det følger af relation (2.16) og figur 2.17, har strøm-spændingskarakteristikken for et ideelt pn-kryds et udtalt asymmetrisk udseende. I området med fremadspændinger er p-n-forbindelsesstrømmen diffusion og stiger eksponentielt med stigende påført spænding. I området med negative spændinger er p-n-forbindelsesstrømmen drift og afhænger ikke af den påførte spænding.
5. Kapacitans af p-n kryds.
Ethvert system, hvor den elektriske ladning Q ændres, når potentialet φ ændres, har kapacitans. Værdien af kapacitans C bestemmes af forholdet: .
For et p-n-kryds kan der skelnes mellem to typer ladninger: ladningen i området af rumladningen af ioniserede donorer og acceptorer Q B og ladningen af bærere injiceret i basen fra emitteren Q p. Ved forskellige forspændinger ved pn-forbindelsen vil den ene eller anden ladning dominere ved beregning af kapacitansen. I denne henseende skelnes der for p-n-overgangens kapacitans, barrierekapacitet C B og diffusionskapacitans C D.
Barriere kapacitans C B er kapacitansen af p-n krydset ved omvendt bias V G< 0, обусловленная изменением заряда ионизованных доноров в области пространственного заряда.
Ladningsværdien af ioniserede donorer og acceptorer Q B pr. arealenhed for en asymmetrisk p-n-forbindelse er lig med:
Differentierende udtryk (2.65) får vi:
Af ligning (2.66) følger det, at barrierekapacitansen C B er kapacitansen af en flad kondensator, hvis afstand mellem pladerne er lig med bredden af rumladningsområdet W. Da bredden af SCR afhænger af den påførte spænding V G , barrierekapacitansen afhænger også af den påførte spænding. Numeriske estimater af barrierekapaciteten viser, at dens værdi er titusinder eller hundredvis af picofarads.
Diffusionskapacitans C D er kapacitansen af p-n-forbindelsen ved fremadgående forspænding VG > 0, forårsaget af en ændring i ladningen Qp af de injicerede bærere ind i basen fra emitteren Qp.
Afhængigheden af barrierekapacitansen C B af den påførte omvendte spænding VG bruges til instrumentel implementering. En halvlederdiode, der implementerer denne afhængighed, kaldes en varicap. Varicap har sin maksimale kapacitansværdi ved nulspænding VG. Når den omvendte bias øges, falder kapacitansen af varicap. Den funktionelle afhængighed af varicap-kapacitansen af spænding bestemmes af varicap-basens dopingprofil. I tilfælde af ensartet doping er kapacitansen omvendt proportional med roden af den påførte spænding VG. Ved at indstille dopingprofilen i bunden af varicap N D (x) er det muligt at opnå forskellige afhængigheder af varicap kapacitansen på spændingen C(V G) - lineært aftagende, eksponentielt aftagende.
6. Halvlederdioder: klassificering, designfunktioner, symboler og markeringer.
Halvleder diode- en halvlederenhed med en elektrisk forbindelse og to terminaler (elektroder). I modsætning til andre typer dioder er driftsprincippet for en halvlederdiode baseret på fænomenet p-n-overgang.
Diskrete niveauer af et atom i et fast stof svarer altid til et diskret system af tilladte zoner adskilt af forbudte zoner. Som regel, hvis elektroner danner en komplet gruppe i et atom eller et molekyle, så når de kombineres til et fast eller flydende legeme, dannes zoner, hvis alle niveauer er fyldt, derfor vil sådanne stoffer have egenskaberne som isolatorer ved det absolutte nul . Disse omfatter ædelgasgitre, molekylære og ioniske gitter af forbindelser med mættede bindinger. I gitterne af diamant, silicium, germanium, a-tin, forbindelser af type AIIIBV, AIIBVI, CSi er hvert atom forbundet med enkeltvalensbindinger med fire nærmeste naboer, så der dannes en komplet gruppe af elektroner omkring det s 2s 6, og valensbåndet udfyldes.
Uden at gå i detaljer med zonernes opbygning lægger vi vægt på det halvledere og dielektrika adskiller sig fra metaller ved, at deres valensbånd erT» 0°K er altid fuldstændig fyldt med elektroner, og det nærmeste frie bånd (ledningsbånd) er adskilt fra valensbåndet for forbudte tilstande. D E i halvledere- fra tiendedele elektronvolt til 3 ev(betinget) og for dielektriske stoffer- fra 3 Før 5 ev(betinget). Hvis der kun er en kvantitativ forskel mellem halvledere og dielektrika, så er deres forskel fra metaller kvalitativ. For at strømmen kan flyde i metallet, kræves der ingen anden handling end påføring af et elektrisk felt, da valensbåndet i metallet ikke er fyldt eller overlapper med ledningsbåndet (fig. 20, a).
I fig. Figur 20 viser diagrammer over udseendet af et hul i atomgitteret af en elementær halvleder og udseendet af en ledningselektron.
Ris. 20. Plan over energizoner: EN- i metal; b- i en halvleder; V- i dielektrisk; D E - båndgab
For at excitere ledningsevne i en halvleder (fig. 20, b) er det nødvendigt at forsyne en elektron, der er placeret i det fyldte valensbånd, med tilstrækkelig energi til at overvinde båndet af forbudte tilstande. Kun når der absorberes energi ikke mindre end D E, en elektron vil blive overført fra den øvre kant af valensbåndet til det frie bånd (ledningsbånd). Hvis denne energitærskel er overvundet, så har den rene (faktisk) halvleder elektronisk ledningsevne. Jo mindre båndgabet er D E, jo større ledningsevne ved en given temperatur. Da dielektrikum har D E er meget stor, så er deres ledningsevne meget lille (fig. 20, b).
Når det absolutte nul nærmer sig, bliver termisk excitation utilstrækkelig, og halvledere bliver til isolatorer og metaller bliver til superledere. Jo højere temperatur og jo mere intenst bestråles halvlederen af kvanter med energi hv ikke mindre end D E, jo større ledningsevne er selve halvlederen, da antallet af elektroner, der overføres fra valensbåndet til ledningsbåndet, stiger.
For rene halvledere, når frekvensen af indfaldende lys falder, vil absorptionskoefficienten ved en vis værdi v falder kraftigt, og materialet bliver gennemsigtigt for stråler med lavere frekvenser. Dette område med hurtig absorptionsforfald kaldes den iboende absorptionskant. Bølgelængde x og frekvens v, svarende til kanten af dens egen absorption, er tilnærmelsesvis bestemt af betingelserne:
hvor D E kaldet det optiske båndgab.
Energien af synligt lys ligger i området 1,5-3,0 ev, de der. normalt overstiger ledningsexcitationsenergi (AE). Hvis en halvleder indeholder en vis mængde urenheder, bliver den uigennemsigtig over en lang række frekvenser – fra ultraviolet til radiofrekvenser.
Metaller, når de bestråles med lys, ændrer praktisk talt ikke deres ledningsevne, da antallet af ledningselektroner i dem ikke ændres. Dernæst vil vi dvæle ved årsagerne til halvlederes store følsomhed over for defekter i strukturen af krystaller og for sammensætningsforstyrrelser, hvor de også er meget forskellige fra metaller.
Afgangen af en elektron fra valensbåndet af en halvleder til ledningsbåndet efterlader et frit rum (hul) i valensbåndet med en positiv ladning numerisk lig med ladningen af elektronen. Dermed, Et hul er et sted befriet fra en elektron i området af en brudt kovalent binding, der forbinder naboatomer i selve halvlederen, som har en enkelt positiv ladning.
En elektron, der optræder på et interstitielt sted, er en mobil ladningsbærer. Sådanne elektroner kan ligesom huller bevæge sig frit gennem krystallen (diffuse). Hvis du placerer en krystal i et elektrisk felt med en spænding, der falder fra højre mod venstre, så får den "frie" elektron en rettet bevægelse mod feltet (til højre). Derudover vil stedet for det resulterende hul (+) blive erstattet af en elektron fra et sted i nabobindingen til venstre for hullet. Der dannes således et nyt hul i stedet for det gamle. Følgelig bevæger hullet sig i feltets retning (til venstre), når elektroner hopper i valensbåndet fra venstre mod højre, som vist i fig. 21 (pile). Ladningsoverførsel af elektroner i valensbåndet kaldes huloverførsel. I iboende halvledere er der således to ledningsmekanismer: elektronisk og hul. Den elektriske ledningsevne af en halvleder er generelt udtrykt ved ligningen:
Hvor: SPog ir- mobilitet af henholdsvis elektroner og huller; n og p er deres koncentrationer.
Ris. 21. Skema til at bryde en valensbinding og fremkomsten af en fri elektron og hul som ladningsbærere: EN- i et fladt billede; b - i båndenergidiagrammet; A - silicium eller germanium atomer; (:) - valenselektroner, der binder naboatomer; (+) - hul; (-) - fri elektron; EU- lavere niveau af frizonen; EV- øvre niveau af valensbåndet
I sin egen halvleder
Hvor: k- Boltzmann konstant lig med 1,38 × 10-16 erg/deg, eller 0,863 x 10-4 ev/deg; EN for halvledere med kovalente bindinger (for eksempel silicium og germanium) er proportional T 1.5, og ladningsbærernes mobilitet er proportional T-1.5, så uden de store fejl kan vi skrive
betragter s0 som en konstant værdi for en given halvleder. Tager vi logaritmer får vi:
Dette er ligningen for en ret linje In s = f med vinkelkoefficient tg j = . Herfra: 
hvor j er vinklen mellem den rette linje og den positive retning af akse 1 /T.
Da denne vinkel altid er stump, så tgj< 0, а DE> 0. Her D E kaldes det termiske båndgab, dvs. beregnet ud fra ledningsevnens temperaturadfærd.
Udseendet af et elektron-hul-par på grund af brud på en normalt udfyldt binding (NS) kan skrives i form af ligningen for den reversible reaktion NS + D E ↔+ (hvor - ledningselektron, - hul). Ved en given temperatur etableres dynamisk ligevægt. Processen, der går fra venstre mod højre, er generering af elektroner og huller, og den omvendte proces kaldes rekombination af elektroner og huller. Efterhånden som temperaturen stiger, i overensstemmelse med Le Chateliers princip, skifter denne ligevægt til højre. Ved en given temperatur kan ligevægtskonstanten ifølge loven om massevirkning skrives som følger: TIL.= etc/ [NZ] Af det faktum, at praktisk talt en meget stor værdi [NZ] er konstant, følger det
Der er næsten lige så mange normalt udfyldte forbindelser, som der er forbindelser i 1 cm3. For eksempel ved 1 cm3 germaniumbindinger (6,02 × 1023 × 5,32/72,59) × 2 = 9,0 × 1022 (her er 5,32 tætheden af germanium, G/cm3; 72,59 er dens atommasse). Brøk, der repræsenterer antallet af germaniumatomer i 1 cm3, ganget med 2, fordi hvert atom har 4 bindinger med naboatomer, men hver binding forbinder to atomer.
For en ren halvleder P= R= Pjeg(Pjeg- fra ordet iboende- egen); så den foregående ligning kan repræsenteres som:
Det betyder: produktet af koncentrationerne af ledningselektroner og huller i en halvleder ved en konstant temperatur er konstant, lig med produktet af deres koncentrationer i sin egen halvleder ved samme temperatur og afhænger ikke af arten og mængden af urenheder, den indeholder. Til germanium ved 300o K etc - 6,25 × 1026. Derfor koncentrationen af elektroner og huller i rent germanium P= R= Pjeg= 2,5 × 113 cm-3.Til silicium ni omkring tre størrelsesordener mindre.
Kikoin A.K. Dielektrik, halvledere, halvmetaller, metaller // Kvante. - 1984. - Nr. 2. - S. 25-29.
Efter særlig aftale med redaktionen og redaktører af tidsskriftet "Kvant"
I klassisk fysik var det sædvanligt at opdele alle stoffer efter deres elektriske egenskaber i ledere og dielektrikum (“Fysik 9”, §§44 og 46). Moderne fysik skelner mellem to yderligere mellemtilstande - halvledere ("Fysik 9", § 78) og halvmetaller. Først med fremkomsten af kvantemekanikken blev det klart, hvad forskellene var mellem alle disse typer stoffer. I denne note vil vi forsøge kort at beskrive essensen af moderne kvantemekanisk teori, der forklarer de elektriske egenskaber af faste stoffer.
Et fast stof består af atomer, der danner et krystalgitter. Atomer holdes i et gitter ved vekselvirkning mellem elektrisk ladede atompartikler - positivt ladede kerner og negativt ladede elektroner. Elektrisk strøm i en krystal er bevægelsen af elektroner, som adlyder kvantemekanikkens love. Ifølge disse love kan elektroner både i et individuelt atom og i en krystal kun have bestemte (tilladte) energiværdier, eller med andre ord være på bestemte energiniveauer. Jo højere niveau, jo mere energi svarer det til.
I et atom er disse niveauer placeret ret langt fra hinanden - det er sædvanligt at sige, at niveauerne danner et diskret energispektrum (fig. 1). Under visse forhold kan elektroner bevæge sig fra et niveau til et andet, tilladt, niveau. En elektron med en given energi kan kun bevæge sig langs en lukket bane - kredsløb - omkring kernen.
Når atomer kombineres for at danne en krystal, forbliver nogle elektroner stadig i deres atomare baner, men elektronerne længst væk fra kernen er i stand til at bevæge sig gennem krystallen på grund af de overlappende ydre baner af naboatomer. Det betyder, at energiniveauer, der tidligere tilhørte individuelle atomer, bliver "fælles" for hele krystallen. I stedet for diskrete niveauer i krystallen, energizoner, bestående af meget tæt anbragte niveauer. Elektroner, der er på disse "socialiserede" niveauer, kaldes valenselektroner.
Valenselektronerne bevæger sig i baner, der spænder over hele krystallen og ser ud til at være i stand til at lede elektrisk strøm. Men hvis alt var så enkelt, ville alle faste stoffer være gode ledere (metaller). Kvantemekanikkens love gør billedet meget mere komplekst og varieret.
For det første er energizoner adskilt af huller, hvor der ikke er et enkelt energiniveau. Disse intervaller kaldes forbudte områder. For det andet adlyder elektroner det såkaldte Pauli-princip, ifølge hvilket kun én elektron kan være i en given tilstand på hvert niveau. Ved den lavest mulige temperatur (lig med absolut nul) er energiniveauer sekventielt fra bund til top (det vil sige startende med de laveste energiværdier) fyldt med elektroner i overensstemmelse med Pauli-princippet, og niveauer med højere energier forbliver frie. De forskellige fyldningsgrader af energibånd, samt forskelle i deres relative placering, gør det muligt at opdele alle faste stoffer i dielektrikum, halvledere, halvmetaller og metaller.
Dielektrik.
På T= 0 valenselektroner fylder fuldstændigt det laveste bånd, kaldet valensbånd(Fig. 2). Der er ingen frie niveauer i den, og den næste tilladte zone er ledningsbånd- adskilt fra det af et bredt båndgab. Hvis et elektrisk felt påføres en sådan prøve, vil det ikke være i stand til at accelerere elektronerne, det vil sige skabe en elektrisk strøm, da acceleration af en elektron betyder at give den yderligere energi, og ifølge kvantemekanikkens love kan kun gøres ved at overføre det til et højere energiniveau. Men Pauli-princippet forbyder elektroner at optage allerede besatte niveauer, og de kan ikke komme ind i det næste tilladte bånd, som er helt tomt, fordi energien modtaget fra det elektriske felt er meget mindre end bredden Δ af båndgabet.
Ved andre temperaturer end nul kan elektroner i princippet bevæge sig ind i ledningsbåndet og blive bærere af elektrisk strøm. Men for at antallet af elektroner, der overføres til denne zone, skal være stort nok, skal dielektrikumet opvarmes til så høj en temperatur, at det smelter, før strømmen når en målbar værdi. Ved stuetemperatur flyder der praktisk talt ingen strøm i dielektrikumet.
Halvledere.
En halvleder adskiller sig kun fra et dielektrikum ved, at bredden Δ af båndgabet, der adskiller valensbåndet fra ledningsbåndet, er meget mindre (ti titalls gange). På T= 0, er valensbåndet i en halvleder, som i et dielektrikum, fuldstændigt fyldt, og strøm kan ikke flyde gennem prøven. Men på grund af det faktum, at energien Δ er lille, selv med en lille stigning i temperaturen, kan nogle elektroner bevæge sig ind i ledningsbåndet (fig. 3). Så bliver elektrisk strøm i stoffet mulig, og gennem to "kanaler" på én gang.
For det første, i ledningsbåndet, flytter elektroner, der erhverver energi i det elektriske felt, sig til højere energiniveauer. For det andet kommer bidraget til den elektriske strøm fra... tomme niveauer efterladt i valensbåndet af elektroner, der er gået til ledningsbåndet. Faktisk tillader Pauli-princippet enhver elektron at optage et ledigt niveau i valensbåndet. Men efter at have besat dette niveau, efterlader det sit eget niveau frit osv. Hvis man ikke følger elektronernes bevægelse gennem niveauerne i valensbåndet, men selve de tomme niveauers bevægelse, så viser det sig, at disse niveauer, som har det videnskabelige navn huller, også blive nuværende transportører. Antallet af huller er åbenbart lig med antallet af elektroner, der er gået ind i ledningsbåndet (det såkaldte ledningselektroner), men huller har en positiv ladning, fordi et hul er en manglende elektron.
I en halvleder er den elektriske strøm således strømmen af elektroner i ledningsbåndet og huller i valensbåndet. Denne ledningsevne af en halvleder kaldes egen.
Elektroner og huller, når de bevæger sig gennem en krystal, interagerer med atomer i krystalgitteret og mister deres energi. Disse tab er forbundet med stoffets elektriske modstand. Når temperaturen stiger, stiger energitabet, så halvlederens modstand bør også stige med stigende temperatur. Men efterhånden som temperaturen stiger, stiger tallet elektroner, der passerer ind i ledningsbåndet, og derfor antallet af huller r i valensbåndet. Det betyder, at det samlede antal nuværende transportører vokser (og meget hurtigt). På grund af dette stiger halvlederens modstand ikke med stigende temperatur, men falder. En halvleder kan defineres som et stof, der praktisk talt ikke leder strøm ved absolutte nultemperaturer, men hvis modstand aftager kraftigt med stigende temperatur.
I naturen eksisterer der dog ikke halvledere med deres egen ledningsevne: de indeholder altid urenheder af andre stoffer, som bestemmer deres elektriske egenskaber. Tilstedeværelsen af urenheder fører til fremkomsten af yderligere energiniveauer i halvlederens båndgab, hvorfra eller til hvilke elektroniske overgange også er mulige. Den udbredte brug af halvledere i teknologi blev først mulig, efter at teknologer lærte at kontrollere indholdet af urenheder i halvledere og foretage deres ledningsevne efter eget skøn ( urenheds ledningsevne) næsten rent elektronisk eller rent hul.
Det viser sig, at det er muligt at udvælge urenheder, hvis atomer let afgiver elektroner. De yderligere energiniveauer, der frigives i dette tilfælde, er placeret inde i halvlederens båndgab nær dens øvre kant (fig. 4a). Sådanne urenheder kaldes donor urenheder, og niveauerne er donorniveauer. Fra figur 4 er det klart, at ved samme temperatur er det meget lettere for elektroner fra sådanne niveauer at bevæge sig til ledningsbåndet end for elektroner fra valensbåndet, derfor vil urenhedsniveauer blive hovedleverandørerne af elektroner til ledningsbåndet . Men i dette tilfælde vil der ikke forekomme huller i valensbåndet, og halvlederens ledningsevne bliver næsten rent elektronisk. Sådanne halvledere kaldes halvledere n-type.
Der er også urenheder, hvis atomer let binder elektroner til sig selv ( acceptor urenheder). Yderligere niveauer af deres elektroner (acceptorniveauer) er også placeret inde i båndgabet af halvlederen, men nær dens bund (fig. 4, b). I dette tilfælde er det lettere for elektroner fra valensbåndet at bevæge sig til acceptorniveauer af urenheden end til ledningsbåndet. Så vil der opstå huller i valensbåndet, uden at der opstår elektroner i ledningsbåndet. Resultatet er en halvleder med næsten ren hulledningsevne, eller en halvleder s-type. 
Elektroner i metaller "glemmer" endelig deres atomare oprindelse, deres niveauer danner en meget bred zone. Det fyldes altid kun delvist (antallet af elektroner er mindre end antallet af niveauer) og kan derfor kaldes ledningsbåndet (fig. 6). Det er klart i metaller kan strømmen flyde selv ved nul temperatur. Desuden kan det ved hjælp af kvantemekanik bevises, at i ideelt metal(hvis gitteret ikke har nogen defekter) kl T= 0 strøm skal flyde uden modstand!
Desværre er der ingen ideelle krystaller, og nultemperatur kan ikke opnås. I virkeligheden mister elektroner energi ved at interagere med vibrerende gitteratomer, så Modstanden af ægte metal stiger med temperaturen(i modsætning til halvledermodstand). Men det vigtigste er, at ved enhver temperatur er den elektriske ledningsevne af et metal væsentligt højere end den elektriske ledningsevne af en halvleder, fordi metallet indeholder mange flere elektroner, der er i stand til at lede elektrisk strøm.