книги / Электротехническое и конструкционное материаловедение
..pdfдырки осуществляется за счет перемещения электрона, участ-
вующего в образовании парно-электронной связи.
Таким образом, разрыв одной парно-электронной связи приводит к образованию в полупроводнике пары свободных носителей зарядов: отрицательно заряженного электрона и дырки, которая в полупроводниковой технике принимается за положительный заряд.
Этот процесс получил название генерации электронно-дырочных пар. При приложении внешнего электрического поля свободные электроны и дырки будут двигаться упорядоченно, т.е. создавать электрический ток. А значит, электропроводность собственного полупроводника (собственная электропроводность) γ складывается из электронной и дырочной проводимостей:
= e ni μn + e ni μр = e ni (μn + μр), |
(4.1) |
где ni – концентрация свободных электронов (n), равная (в собственном полупроводнике) концентрации дырок (p); e – величина заряда электрона; μn – подвижность электронов (средняя скорость их перемещения по направлению электрического поля); μр – подвижность дырок.
4.2.2. Примесные полупроводники
Лишь идеальные полупроводниковые кристаллы обладают только собственной проводимостью. В реальных кристаллах существуют нарушения периодичности кристаллической решетки, вызванные различного рода дефектами: примесями, пустыми узлами в решетке, атомами или ионами, находящимися в междоузлиях, трещинами, сдвигами, дислокациями и т.д.
Если в кристалле имеются дефекты, то они могут захватить электрон, подобно тому как электрон захватывается свободными ионами. Такой локализованный близ дефекта электрон имеет
энергию, попадающую как раз в запрещенную зону, а в энергети-
ческом спектре кристалла появляется дискретный спектр локальных уровней в запрещенной зоне. Локальными эти уровни называются потому, что они возникают не во всей решетке, а только в местах расположения дефектов.
81
Дефект решетки, в котором в невозбужденном состоянии локальный уровень занят, а при возбуждении способен отдать электрон в зону проводимости, называется донором, а примесь, атомы которой являются донорами, называется донорной примесью.
Дефект решетки, в котором в невозбужденном состоянии локальный уровень свободен, а при возбуждении способен захватить электрон из валентной зоны, называется акцептором, а примесь, атомы которой являются акцепторами, называется ак-
цепторной примесью.
В качестве примера полупроводника с донорной примесью рассмотрим кристалл 4-валентного германия Ge, легированного 5-валентной примесью сурьмы Sb (рис. 4.2).
а |
б |
Рис. 4.2. Донорный полупроводник: а – схематичное изображение кристалла Ge с примесью Sb; б – энергетическая зонная диаграмма
Предположим, что в одном из узлов кристаллической решетки атом Ge замещен атомом Sb, имеющим 5 валентных электронов. Четыре из них будут участвовать в образовании парноэлектронных связей с ближайшими соседними атомами Ge. Пятый электрон e , не принимая участия в образовании парноэлектронных связей, будет связан со своим атомом лишь силой кулоновского взаимодействия. Энергия этой связи невелика (для Sb она порядка 0,01 эВ). Следовательно, чтобы ионизировать примесные атомы сурьмы (т.е. оторвать электрон от атома и пре-
82
вратить его в свободный носитель заряда), требуется значительно меньшее количество энергии ( Wд), чем для высвобождения электрона Ge из валентной зоны (рис. 4.2, б). А это означает, что локальные уровни донорной примеси располагаются в запрещенной зоне вблизи зоны проводимости.
При температурах, близких к температуре абсолютного нуля, примесные электроны находятся на локальных уровнях. Но уже при незначительном повышении температуры, а также при других внешних энергетических воздействиях они получают энергию, достаточную для их перехода в зону проводимости, и принимают участие в электропроводности. Минимальная энергия, которую необходимо сообщить электрону, находящемуся на донорном уровне Wд, чтобы перевести его в зону проводимости, называется энергией ио-
низации (активации) донорной примеси (донора) Wд.
Образованные в донорном полупроводнике дырки принимать участие в электропроводности не могут, так как они локализованы и, находясь в узлах кристаллической решетки полупроводника, являются ее структурным элементом. А значит концентрация свободных электронов будет больше концентрации дырок (n p).
Электропроводность такого полупроводника, обусловленная перемещением электронов проводимости, называется элек-
тронной электропроводностью, а полупроводник – полупро-
водником n-типа. Электропроводность в этом случае может быть найдена из выражения:
n = e n μn, |
(4.2) |
где n – электронная электропроводность; e – величина заряда электрона; n – концентрация электронов; μn – подвижность электронов.
В качестве примера полупроводника с акцепторной примесью рассмотрим кристалл германия Ge, легированный галием Ga (рис. 4.3). Предположим, что один из атомов 4-валентного Ge заменен 3-валентным атомом Ga.
83
а |
б |
Рис. 4.3. Акцепторный полупроводник: а – схематичное изображение кристалла Ge с примесью Ga; б – энергетическая зонная диаграмма
В этом случае у примесного атома Ga не хватает одного электрона для образования парно-электронной связи с одним из атомов Ge. Следовательно, при наличии незначительных энергетических воздействий может произойти возбуждение одного из электронов атома Ge и он будет способен занять свободное место в связи атома Ga, образовав отрицательный ион Ga. В результате этого в валентной зоне Ge появится дырка.
Поскольку переход электронов из валентной зоны Ge к атому Ga требует незначительных энергетических воздействий, можно предположить, что введение атомов Ga в кристаллическую решетку Ge приводит к появлению локальных уровней в запрещенной зоне вблизи валентной зоны ( Wа = 0,01 0,07 эВ). Эти локальные уровни при незначительном энергетическом воздействии могут быть заполнены электронами из валентной зоны, в которой появится соответствующее число дырок.
Минимальная энергия, которую необходимо сообщить электрону валентной зоны, чтобы перевести его на акцепторный уро-
вень Wа, называется энергией ионизации акцептора Wа. Образо-
ванные в акцепторном полупроводнике отрицательные ионы примеси Ga принимать участие в электропроводности не могут, так как они локализованы и, находясь в узлах кристаллической решетки полупроводника, являются ее структурными элементами.
84
Электропроводность такого полупроводника, обусловленная перемещением дырок, называется дырочной электропроводностью, а сам полупроводник – полупроводником p-типа. При этом концентрация свободных дырок преобладает над концентрацией свободных электронов (р n) и может быть найдена из выражения:
р = e p μр, |
(4.3) |
где р – дырочная электропроводность; e – величина заряда дырки, равная заряду электрона; р – концентрация дырок; μр – подвижность дырок.
4.3. Температурная зависимость концентрации свободных носителей зарядов в примесном полупроводнике
Качественно температурная зависимость концентрации свободных носителей зарядов в примесном полупроводнике показана на рис. 4.4.
Рис. 4.4. Температурная зависимость концентрации свободных носителей зарядов в примесном полупроводнике
При Т 0 К (участок 1–2) концентрация свободных носителей заряда определяется фоновыми носителями, имеющимися в полупроводнике из-за несовершенства технологии, нарушений кристаллической структуры или неконтролируемых примесей.
85
При повышении температуры электроны с донорных уровней переходят в зону проводимости (в случае донорного полупроводника) или из валентной зоны на акцепторные уровни (в случае акцепторного полупроводника). Чем выше температура, тем большее число примесных атомов активировано (участок 2–3). Когда тепловой энергии достаточно для полной активации примесей (точка 3), происходит истощение примесных уровней. Все электроны донорной примеси перейдут в зону проводимости, а все атомы акцепторной примеси захватят из валентной зоны максимально возможное количество электронов.
При дальнейшем повышении температуры концентрация свободных носителей заряда остается постоянной (область насыщения 3–4), так как примесные уровни истощены, а энергии теплового поля недостаточно для активации собственных носителей заряда.
В точке 4 тепловой энергии становится достаточно для активации собственных носителей заряда в полупроводнике. Начинаются переходы электронов из валентной зоны в зону проводимости, и чем выше температура, тем происходит больше актов активации собственных носителей заряда (участок 4–5).
86
5.МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ
5.1.Классификация веществ в зависимости от их магнитных свойств
Все вещества в той или иной мере взаимодействуют с магнитным полем, а у некоторых материалов магнитные свойства сохраняются даже в отсутствие внешнего магнитного поля. Магнитные свойства материалов обусловлены внутренними скрытыми форма-
ми движения электрических зарядов, представляющими собой эле-
ментарные круговые токи. Такими круговыми токами являются: вращение электронов вокруг собственных осей – электронные спины – и орбитальное вращение электронов в атомах.
При рассмотрении магнитных свойств вещества называют
магнетиками. Основными из них являются: диамагнетики, па-
рамагнетики и ферромагнетики. Диамагнетики и парамагнетики можно отнести к слабомагнитным веществам, ферромагнетики – к сильномагнитным.
Диамагнетики – это вещества, у которых магнитные моменты ядер и электронов в атомах скомпенсированы и полный магнитный момент каждого атома равен нулю. Они намагничиваются против направления внешнего магнитного поля. В отсутствие внешнего магнитного поля диамагнетики немагнитны. Магнитная проницаемость диамагнетиков меньше единицы ( 0,99999) и не зависит от напряженности внешнего магнитного поля.
Диамагнетики отличаются тем, что они выталкиваются из магнитного поля. К диамагнитным веществам относятся водород, инертные газы, азот, хлор, вода, большинство органических соединений, ряд металлов: Сu, Аg, Аu, Ве, Zn, Сd, Нg, Рb, В, Gа, Sb, а также графит, стекло и др.
Парамагнетиками называются вещества, атомы которых обладают магнитными моментами элементарными магнитными диполями. Однако при обычных температурах под действием теплового движения молекул магнитные моменты атомов ориенти-
87
руются хаотически относительно любого направления и суммар-
ный магнитный момент в веществе равен нулю.
Под действием внешнего магнитного поля создается преимущественное направление расположения элементарных магнитных моментов, т.е. тело оказывается намагниченным. Однако при обычных напряженностях поля Н и температурах намагниченность парамагнетиков очень мала. У парамагнетиков незначительно превышает единицу ( 1,001) и практически не зависит от напряженности внешнего магнитного поля. С повышением температуры при неизмененной напряженности поля возрастает дезориентирующая роль теплового движения молекул, и поэтому намагниченность убывает.
Парамагнетики отличаются тем, что они втягиваются в магнитное поле. К парамагнетикам относятся кислород, окись азота, соли железа, кобальта и никеля, щелочные металлы, а также Мg, Са, Аl, Сr, Мо, Мn, Рt, Рd и др.
Ферромагнетиками называют вещества, в которых имеются макроскопические (значительно превышающие размерами атомы и молекулы) области, обладающие собственным магнитным моментом в отсутствие внешнего магнитного поля. Такие области получили название магнитных доменов. Внутри домена магнитные моменты атомов выстраиваются параллельно друг другу. Возможные размеры доменов для некоторых материалов составляют порядка 0,001–10 мм3 при толщине пограничных слоев между ними в несколько десятков – сотен атомных расстояний.
Ферромагнетики в большинстве случаев имеют кристаллическую структуру и характеризуются большими положительными значениями магнитной проницаемости (до сотен тысяч и миллионов) и сложной нелинейной зависимостью от температуры и внешнего магнитного поля (рис. 5.1). Именно эти вещества чаще всего применяются на практике в качестве магнитных материалов (постоянные магниты, сердечники трансформаторов и т.п.).
Характерная особенность ферромагнетиков способность при обычных температурах сильно намагничиваться в даже слабых полях. К ферромагнетикам относятся вещества группы железа (Fе, Со, Ni) и шесть лантаноидов (Gd, Тb, Dу, Но, Еr и Тm).
88
Рис. 5.1. Зависимость магнитной проницаемости ферромагнитных материалов от температуры
При температурах выше точки Кюри ТК ферромагнитное состояние переходит в парамагнитное. Точка Кюри для чистого железа составляет 1043 К, для никеля – 631 К, для кобальта – 1404 К.
5.2. Намагничивание ферромагнитных материалов
Процесс намагничивания ферромагнитного материала под влиянием внешнего магнитного поля (рис. 5.2) сводится к следующему: 1) к росту тех доменов, магнитные моменты которых составляют наименьший угол с направлением поля, и к уменьшению размеров других доменов (процесс смещения границ доменов); 2) к повороту магнитных моментов в направлении внешнего поля (процесс ориентации).
|
|
H |
H |
H |
а |
б |
в |
|
г |
Рис. 5.2. Схема ориентации магнитных моментов в доменах при намагничивании ферромагнетика: а – внешнего поля нет; б – слабое поле; в – сильное поле; г – насыщение
89
Процессы намагничивания ферромагнетиков описываются кривыми намагничивания – зависимостями магнитной индукции В
от напряженности магнитного поля Н (рис. 5.3).
Рис. 5.3. Основная кривая индукции В и кривая магнитной проницаемости μ ферромагнитного материала
При намагничивании предварительно размагниченного образца различают следующие области зависимости (см. рис. 5.3):
1) область самых слабых полей; характеризуется прямолинейным ходом кривой индукции; магнитная проницаемость име-
ет постоянное значение ( 0 – начальная проницаемость);
2) область слабых полей; характеризуется резким подъемом кривой индукции; магнитная проницаемость резко возрастает, про-
ходя через максимум ( max – максимальная проницаемость);
3)область средних полей; характеризуется плавным подъемом кривой индукции; магнитная проницаемость падает;
4)область сильных полей (область насыщения); характеризуется выходом индукции на пологую прямую. Магнитная проницаемость приближается к единице.
Магнитное насыщение достигается тогда, когда рост доменов прекратится и магнитные моменты всех спонтанно намагниченных микрокристаллических участков окажутся ориентированными в на-
90