Специфическая генерация эффективных зарядов в полупроводниках.
Эффективные заряды, о которых идёт речь, порождаются положительными или отрицательными зарядовыми разбалансами в атомах [5]. Индуцирование этих зарядовых разбалансов, как отклик на внешние «электрические поля» [5], происходит в полупроводниках так же, как и в других материалах. Но в полупроводниках должны иметь место ещё и специфические механизмы генерации зарядовых разбалансов – из-за вышеописанного поочерёдного разваливания химических связей.
Как отмечалось выше, если в химической связи одна из связок «протон-электрон» становится невалентной, то квант энергии возбуждения (в частности, теплового), передача которого из одной связки в другую стабилизировала химическую связь [25], остаётся во второй связке «протон-электрон», которая сохраняет статус валентной. Энергия возбуждения, о которой идёт речь – это энергия колебаний зарядового разбаланса [6]. Допустим, пришла очередь и этой второй связке стать невалентной – в которой не допускаются зарядовые разбалансы. Значит, при становлении этой связки невалентной, её энергия возбуждения должна «сброситься», превратиться в другую форму энергии. Мы полагаем, что для такого превращения предусмотрен следующий канал: энергия возбуждения, как энергия переменного зарядового разбаланса, превращается в энергию положительного или отрицательного зарядового разбаланса у другой связки «протон-электрон» того же атома – на текущий момент являющейся валентной. На этой другой связке, таким образом, образуется ненулевой эффективный заряд, величину которого несложно оценить. Если величина кванта возбуждения, стабилизирующего химическую связь, при тепловом равновесии соответствует максимуму равновесного спектра, т.е. равна 5kT (k – постоянная Больцмана, T – абсолютная температура) [25], и если предельному зарядовому разбалансу, дающему эффективный заряд +e или -e, соответствует энергия mec2 (me – масса электрона, c – скорость света) [15], то энергии зарядового разбаланса в 5kT соответствует, при комнатной температуре, эффективный заряд в 2.53×10-7 e – положительный или отрицательный. Если считать, что такой заряд имеется в каждом десятом атоме полупроводника, то эффективный заряд, равный по величине заряду электрона, набирается на каждых 39.5 миллионах атомов образца. Эта цифра представляется нам реалистичной. Для сравнения: в меди, при комнатной температуре, один свободный электрон приходится на 1.5-2.0 миллиона атомов [21].
|
|
|
Заметим, что знак эффективных зарядов, генерируемых в полупроводниках по вышеописанному сценарию, должен быть, по логике «цифрового» мира [20], программно предписан – будучи разным для тех или иных атомов. Если в материале генерируются, преимущественно, положительные эффективные заряды, то получается образец p -типа, а если отрицательные – получается образец n -типа. Причём, зарядовые разбалансы способны мигрировать по химическим связям (как это описано в [21]) – и, таким образом, обеспечивать в полупроводниках подвижки электричества без подвижек вещества. Этим мы и объясняем положительный эффект Холла (см. выше), не апеллируя к свободным носителям положительного электричества. Интересно, что, по логике вышеизложенного, при увеличении температуры увеличивается наиболее вероятная величина эффективного заряда, соответствующая одиночному зарядовому разбалансу, т.е. объясняется хорошо известное из опыта увеличение количества мобильного электричества в образце. В терминах свободных носителей, это соответствует увеличению их концентрации. Но мы стараемся показать, что такой подход неадекватен реалиям, несмотря на ключевой аргумент в его пользу, а именно: обвальный рост количества мобильного электричества в образце при облучении его светом с длинами волн, попадающими в полосу его оптического поглощения.
|
|
|
Почему при этом увеличивается количество мобильного электричества? Вернёмся к ситуации, в которой одна из двух связок «протон-электрон», формировавших химическую связь, временно является невалентной, а вторая из них – валентной. Поскольку переключения валентностей, приводящие к таким ситуациям, являются циклическими, то имеет смысл характерное время tg пребывания валентной связки «протон-электрон» в свободном состоянии – с ненасыщенной валентностью. Логично допустить, что из всех валентных связок «протон-электрон», вероятность приобрести квант светового возбуждения максимальна именно для свободных. Но, при ограниченности времени tg пребывания в таком наиболее восприимчивом состоянии, будут эффективно поглощаться те кванты, периоды которых (обратные частоты) короче, чем это характерное время tg. Этим и обусловлена, на наш взгляд, довольно резко выраженная граница оптического поглощения у полупроводников. Т.е. эта граница свидетельствует о характерном времени пребывания валентной связки «протон-электрон» в свободном состоянии. Если энергия светового возбуждения приобретена, то, как и энергия теплового возбуждения, она может быть превращена в энергию положительного или отрицательного зарядового разбаланса. Поскольку энергия, соответствующая краю оптического поглощения, в обычных условиях гораздо больше, чем тепловая энергия, то результирующие эффективные заряды, генерируемые оптическим способом, так же больше тех, которые генерируются тепловым способом. Поэтому, в обычных условиях, увеличение количества мобильного электричества в полупроводнике гораздо эффективнее производится оптическим способом по сравнению с тепловым.
|
|
|
|
|
|
Таким образом, длинноволновой границе оптического поглощения отнюдь не соответствует «ширина запрещённой зоны» – поскольку, при поглощении квантов света, в образце увеличивается количество мобильного электричества благодаря продуцированию не пар свободных носителей «электрон-дырка», а мобильных зарядовых разбалансов. Уместно добавить, что, в случае фоторезистора, «поглощённое излучение уменьшает сопротивление полупроводника и не вызывает появления в нём ни электрического тока, ни электродвижущей силы» [4]. Это прямо свидетельствует о том, что в данном случае освещение не продуцирует новых свободных носителей электричества в образце, а лишь облегчает прохождение по нему посторонних свободных электронов. В самом деле: чем больше энергии возбуждения свободных валентных связок «протон-электрон», тем в них больше частоты колебаний зарядового разбаланса, и, значит, тем быстрее может происходить вышеописанная «ротация кадров» между свободными и связанными электронами – отчего, в конечном итоге, для электронов увеличивается пропускная способность образца, т.е. уменьшается его сопротивление.
Уточним: выше речь шла о специфической генерации эффективных зарядов и о фотопроводимости в беспримесных полупроводниках. Наличие примесей усложняет результирующую картину, но сущность явлений остаётся прежней – в частности, благодаря примесям увеличивается не концентрация свободных носителей, а количество мобильного электричества в виде зарядовых разбалансов. Знаки эффективных зарядов, генерируемых атомами-хозяевами и примесными атомами, могут совпадать или не совпадать; во втором случае результирующий тип проводимости будет определяться доминирующим знаком мобильного электричества в образце.
До сих пор мы говорили о моно-образцах, с проводимостью либо p -типа, либо n -типа. Теперь рассмотрим некоторые свойства полупроводниковых диодов, т.е. пар образцов p - и n -типа, контактирующих друг с другом весьма плотно, через химические связи – и образующих, таким образом, p - n -переход.
Механизм выпрямляющего действия p - n -перехода.
Для выпрямления переменного тока широко используется то свойство полупроводникового диода с p - n -переходом, что он хорошо пропускает ток при прямом напряжении, т.е. при подключении n -области к «минусу», а p -области к «плюсу», и плохо пропускает ток при обратном напряжении (пока это обратное напряжение меньше пробивного). По логике вышеизложенной модели, это свойство p - n -диода обусловлено поведением не свободных носителей электричества, а эффективных зарядов в виде зарядовых разбалансов, которые способны мигрировать по химическим связям, откликаясь на внешнее «электрическое поле».
Действительно, подача прямого напряжения на p - n -диод вызывает, во-первых, миграции отрицательных зарядовых разбалансов в n -области в направлении от отрицательного электрода, и, во-вторых, миграции положительных зарядовых разбалансов в p -области в направлении от положительного электрода. При этом как отрицательные эффективные заряды n -области, так и положительные эффективные зарядыp -области мигрируют к p - n -переходу – в области которого они, практически, компенсируют друг друга. В результате «напряжённость поля» в материале диода определяется, практически, разностью потенциалов на его электродах. При этом ток посторонних свободных электронов через диод определяется разностью потенциалов на электродах и сопротивлением материала диода.
Подача же обратного напряжения на p - n -диод вызывает миграции отрицательных зарядовых разбалансов в n -области к положительному электроду, а положительных зарядовых разбалансов в p -области – к отрицательному электроду. Концентрируясь в приэлектродных областях, эффективные заряды ослабляют «напряжённость поля» в материале диода, создаваемую разностью потенциалов на его электродах. В результате, при такой же величине обратного напряжения, как и прямого, ток посторонних свободных электронов через диод проводится гораздо хуже из-за того, что эти электроны движутся в том же материале с тем же сопротивлением, но в условиях значительно уменьшенной «напряжённости поля».
Дата добавления: 2019-09-13; просмотров: 128; Мы поможем в написании вашей работы! |
Мы поможем в написании ваших работ!