ПОЛУПРОВОДНИКИ́

  • рубрика

    Рубрика: Физика

  • родственные статьи
  • image description

    В книжной версии

    Том 27. Москва, 2015, стр. 5

  • image description

    Скопировать библиографическую ссылку:




Авторы: Н. С. Аверкиев, Е. Л. Ивченко, С. А. Тарасенко

ПОЛУПРОВОДНИКИ́, ве­ще­ст­ва, ха­рак­те­ри­зую­щие­ся элек­трич. про­во­ди­мо­стью $σ$, про­ме­жу­точ­ной ме­ж­ду про­во­ди­мо­стью хо­ро­ших про­вод­ни­ков, напр. ме­тал­лов ($σ≈10^4-10^6$ Ом–1·см–1), и хо­ро­ших ди­элек­три­ков ($σ≈10^{–12}-10^{–10}$ Ом–1·см–1) (про­во­ди­мость ука­за­на при ком­нат­ной темп-ре). Ха­рак­тер­ной осо­бен­но­стью П. яв­ля­ет­ся силь­ная за­ви­си­мость их про­во­ди­мо­сти от темп-ры, при­чём в дос­та­точ­но ши­ро­ком ин­тер­ва­ле темпе­ра­тур про­во­ди­мость П., в от­ли­чие от ме­тал­лов, экс­по­нен­ци­аль­но уве­ли­чи­ва­ет­ся с рос­том темп-ры $T$: $$σ=σ_0\exp(–ℰ_a/kT).\tag{*}$$ Здесь $k$ – по­сто­ян­ная Больц­ма­на, $ℰ_a$ – энер­гия ак­ти­ва­ции элек­тро­нов в П., ко­то­рая мо­жет ме­нять­ся от не­сколь­ких мэВ до не­сколь­ких эВ, $σ_0$ – ко­эф. про­пор­цио­наль­но­сти, ко­то­рый так­же за­ви­сит от темп-ры, но эта за­ви­си­мость бо­лее сла­бая, чем экс­по­нен­ци­аль­ная. С по­вы­ше­ни­ем темп-ры те­п­ло­вое дви­же­ние раз­ры­ва­ет часть хи­мич. свя­зей в ато­мах П. и элек­тро­ны, чис­ло ко­то­рых про­пор­цио­наль­но $\exp(–ℰ_a/kT)$, ста­но­вят­ся сво­бод­ны­ми и уча­ст­ву­ют в элек­трич. про­во­ди­мо­сти. Энер­гия, не­об­хо­ди­мая для то­го, что­бы ра­зо­рвать хи­мич. связь и сде­лать ва­лент­ный элек­трон сво­бод­ным, на­зы­ва­ет­ся энер­ги­ей ак­ти­ва­ции.

П. и ди­элек­три­ки от­но­сят к од­но­му клас­су ма­те­риа­лов; раз­ли­чие ме­ж­ду ни­ми яв­ля­ет­ся ско­рее ко­ли­че­ст­вен­ным, чем ка­че­ст­вен­ным. Про­во­ди­мость ди­элек­три­ков так­же име­ет ак­ти­ва­ци­он­ный ха­рак­тер, од­на­ко $ℰ_a$ для них со­став­ля­ет 10 эВ и бо­лее, по­это­му собств. про­во­ди­мость ди­элек­три­ков мог­ла бы стать су­ще­ст­вен­ной толь­ко при очень вы­со­ких темп-рах, при ко­то­рых уже на­сту­па­ют струк­тур­ные из­ме­не­ния ве­ще­ст­ва. В свя­зи с этим тер­мин «П.» час­то по­ни­ма­ют в уз­ком смыс­ле как со­во­куп­ность ве­ществ, по­лу­про­вод­ни­ко­вые свой­ст­ва ко­то­рых яр­ко вы­ра­же­ны при ком­нат­ной темп-ре (300 К).

Хи­мич. свя­зи мо­гут быть ра­зо­рва­ны не толь­ко те­п­ло­вым дви­же­ни­ем, но и разл. внеш­ни­ми воз­дей­ст­вия­ми: элек­тро­маг­нит­ным из­лу­че­ни­ем, по­то­ком бы­ст­рых час­тиц, де­фор­ма­ци­ей, силь­ным элек­т­рич. и маг­нит­ным по­ля­ми и др. По­это­му для П. ха­рак­тер­на вы­со­кая чув­ст­ви­тель­ность про­во­ди­мо­сти к внеш­ним воз­дей­ст­ви­ям, а так­же к кон­цен­тра­ции струк­тур­ных де­фек­тов и при­ме­сей.

Классификация полупроводников

По аг­ре­гат­но­му со­стоя­нию П. де­лят­ся на твёр­дые и жид­кие (см. Жид­кие по­лу­про­вод­ни­ки), по внутр. струк­ту­ре – на кри­стал­лич. и аморф­ные (см. Аморф­ные и стек­ло­об­раз­ные по­лу­про­вод­ни­ки), по хи­мич. со­ста­ву – на не­ор­га­ни­че­ские и ор­га­ни­че­ские. Наи­бо­лее ши­ро­ко изу­че­ны и ис­поль­зу­ют­ся в по­лу­про­вод­ни­ко­вой элек­тро­ни­ке кри­стал­лич. не­ор­га­нич. П. К ним от­но­сят­ся:

– эле­мен­тар­ные П. – эле­мен­ты IV груп­пы ко­рот­кой фор­мы пе­рио­дич. сис­те­мы хи­мич. эле­мен­тов – уг­ле­род С (гра­фит, ал­маз, гра­фен, на­нот­руб­ки), гер­ма­ний Ge и крем­ний Si (ба­зо­вый эле­мент боль­шин­ст­ва ин­те­граль­ных схем в мик­ро­элек­тро­ни­ке), эле­мен­ты VI груп­пы – се­лен Se и тел­лур Te, а так­же их со­едине­ния, напр. кар­бид крем­ния SiC, об­ра­зую­щий слои­стые струк­ту­ры, и не­пре­рыв­ный ряд твёр­дых рас­тво­ров SixGe1–x;

– со­еди­не­ния AIIIBV, где А=Al, Ga, In; В=N, Р, As, Sb, напр. GaAs, AlAs, InAs, InSb, GaN, GaP и др.

– со­еди­не­ния AIIBVI, где А=Zn, Cd, Hg; B=S, Se, Te, напр. ZnTe, ZnSe, ZnO, ZnS, CdTe, CdS, HgTe и др.;

– со­еди­не­ния эле­мен­тов I и V групп с эле­мен­та­ми VI груп­пы, напр. PbS, PbSe, PbTe, Bi2Se3, Bi2Te3,Cu2O и др.;

– трой­ные и чет­вер­ные твёр­дые рас­т­во­ры на ос­но­ве со­еди­не­ний A III B V и A II B VI , напр. GaxAl1–xAs, GaxAl1–xN, CdxHg1–xTe, CdxMn1–xTe, GaxIn1–xAsyP1–y и др.

При­ме­ры аморф­ных и стек­ло­об­раз­ных П.: аморф­ный гид­ри­ро­ван­ный крем­ний a-Si:H, аморф­ные Ge, Se, Te, мно­го­ком­по­нент­ные стек­ло­об­раз­ные спла­вы халь­ко­ге­ни­дов на ос­но­ве S, Se, Te.

К ор­га­ни­че­ским П. от­но­сят­ся: ряд ор­га­нич. кра­си­те­лей, аро­ма­тич. со­еди­не­ния (наф­та­лин, ан­тра­цен и др.), по­ли­ме­ры с со­пря­жён­ны­ми свя­зя­ми, не­ко­то­рые при­род­ные пиг­мен­ты. Ор­га­нич. П. су­ще­ст­ву­ют в ви­де мо­но­кри­стал­лов, по­ли­кри­стал­лич. или аморф­ных по­рош­ков и плё­нок. Дос­то­ин­ст­во ор­га­нич. П. – от­но­сит. де­ше­виз­на их про­из-ва и ме­ха­нич. гиб­кость. Они при­ме­ня­ют­ся как све­то­чув­ст­вит. ма­те­риа­лы для фо­то­эле­мен­тов и ПЗС-мат­риц; на их ос­нове соз­да­ны све­то­из­лу­чаю­щие дио­ды, в т. ч. для гиб­ких эк­ра­нов и мо­ни­то­ров.

Боль­шин­ст­во изу­чен­ных П. на­хо­дят­ся в кри­стал­лич. со­стоя­нии. Свой­ст­ва та­ких П. в зна­чит. ме­ре оп­ре­де­ля­ют­ся их хи­мич. со­ста­вом и сим­мет­ри­ей кри­с­тал­лич. ре­шёт­ки. Ато­мы крем­ния, об­ла­дая че­тырь­мя ва­лент­ны­ми элек­тро­на­ми, об­ра­зу­ют ку­бич. кри­стал­лич. ре­шёт­ку ти­па ал­ма­за с ко­ва­лент­ной свя­зью ато­мов (кри­стал­ло­гра­фич. класс $m\bar 3m$, или $O_h$). Та­кую же кри­стал­лич. ре­шёт­ку име­ют гер­ма­ний и се­рое оло­во. В GaAs ка­ж­дый атом об­ра­зу­ет 4 ва­лент­ные свя­зи с бли­жай­ши­ми со­се­дя­ми, в ре­зуль­та­те че­го по­лу­ча­ет­ся кри­стал­лич. ре­шёт­ка, по­доб­ная ре­шёт­ке ал­ма­за, в ко­то­рой бли­жай­ши­ми со­се­дя­ми ка­тио­на Ga яв­ля­ют­ся анио­ны As и на­обо­рот. За счёт час­тич­но­го пе­ре­рас­пре­де­ле­ния элек­тро­нов ато­мы Ga и As ока­зы­ва­ют­ся раз­но­имён­но за­ря­жен­ны­ми и свя­зи ме­ж­ду ато­ма­ми ста­но­вят­ся час­тич­но ион­ны­ми. Кри­стал­лич. ре­шёт­ка GaAs не об­ла­да­ет цен­тром ин­вер­сии, по­это­му в та­ких П. воз­ни­ка­ют эф­фек­ты, от­сут­ст­вую­щие в цен­тро­сим­мет­рич­ных по­лу­про­вод­ни­ко­вых струк­ту­рах, напр. пье­зо­элек­три­че­ст­во (см. Пье­зо­элек­три­ки), ге­не­ра­ция 2-й оп­тич. гар­мо­ни­ки, фо­то­галь­ва­ни­че­ские эф­фек­ты. Струк­ту­рой, по­доб­ной ар­се­ни­ду гал­лия, об­ла­да­ют InAs, InP, ZnTe, ZnSe и др.

Чис­тые и струк­тур­но со­вер­шен­ные П. по­лу­ча­ют в ре­зуль­та­те кри­стал­ли­за­ции из рас­пла­ва или рас­тво­ра. Для соз­да­ния тон­ких по­лу­про­вод­ни­ко­вых плё­нок при­ме­ня­ют ме­тод эпи­так­сии из жид­кой или га­зо­вой фа­зы.

Электроны и дырки в полупроводниках

В твёр­дом те­ле вол­но­вые функ­ции ва­лент­ных элек­тро­нов со­сед­них ато­мов пе­ре­кры­ва­ют­ся, их ва­лент­ные элек­тро­ны обоб­ще­ст­в­ля­ют­ся и воз­ни­ка­ет ус­той­чи­вая хи­мич. (ко­ва­лент­ная) связь. На ка­ж­дую связь ме­ж­ду ато­ма­ми при­хо­дит­ся по два элек­тро­на, и рас­пре­де­ле­ние элек­трон­ной плот­но­сти в про­стран­ст­ве ока­зы­ва­ет­ся жё­ст­ко фик­си­ро­ван­ным. Про­во­ди­мость П. по­яв­ля­ет­ся, ес­ли ра­зо­рвать свя­зи ме­ж­ду не­ко­то­ры­ми ато­ма­ми, напр., те­п­ло­вым или оп­тич. воз­дей­ст­ви­ем, пе­ре­дав не­боль­шой час­ти ва­лент­ных элек­тро­нов до­пол­нит. энер­гию и пе­ре­ве­дя их на ва­кант­ные (пус­тые) элек­трон­ные ор­би­та­ли, рас­по­ло­жен­ные вы­ше по энер­гии. Та­кие элек­т­ро­ны мо­гут сво­бод­но пе­ре­дви­гать­ся по кри­стал­лу, пе­ре­хо­дя с од­но­го ато­ма на дру­гой, и пе­ре­но­сить от­ри­цат. элек­трич. за­ряд. Ра­зо­рван­ная связь с не­дос­тат­ком элек­тро­на (дыр­ка) так­же мо­жет пе­ре­ме­щать­ся по кри­стал­лу за счёт пе­ре­хо­да на неё элек­тро­на из со­сед­ней свя­зи. По­сколь­ку ра­зо­рван­ная связь оз­на­ча­ет на­ли­чие ло­каль­но­го по­ло­жи­тель­но­го элек­трич. за­ря­да, дыр­ки пе­ре­но­сят по­ло­жи­тель­ный за­ряд. Дыр­ки, как и элек­тро­ны, мо­гут пе­ре­ме­щать­ся на зна­чит. рас­стоя­ния в пе­рио­дич. по­тен­циа­ле кри­стал­ла без рас­сея­ния.

В иде­аль­ных кри­стал­лах, не со­дер­жа­щих де­фек­тов и при­ме­сей, элек­тро­ны и дыр­ки все­гда по­яв­ля­ют­ся па́­ра­ми в си­лу со­хра­не­ния элек­трич. за­ря­да, од­на­ко под­виж­но­сти элек­тро­нов и ды­рок, как пра­ви­ло, раз­лич­ны. В ле­ги­ро­ван­ных П. кон­цен­тра­ции сво­бод­ных элек­тро­нов и ды­рок мо­гут раз­ли­чать­ся на неск. по­ряд­ков, так что элек­тро­про­вод­ность осу­ще­ст­в­ля­ет­ся прак­ти­че­ски пол­но­стью но­си­те­ля­ми за­ря­да од­но­го ти­па.

Чередование разрешённых и запрещённых энергетических зон в кристаллических полупроводниках. Заполнение разрешённых зон: (а) при абсолютном нуле температуры; (б) при отличной от нуля температуре. Чёрны...

По­сле­до­ва­тель­ное и стро­гое опи­са­ние со­стоя­ний но­си­те­лей за­ря­да и их дви­же­ния в кри­стал­лах мож­но сде­лать в рам­ках зон­ной тео­рии. Осн. со­стоя­ние крис­тал­ла при темп-ре 0 К фор­ми­ру­ет­ся за счёт по­сле­до­ва­тель­но­го за­пол­не­ния элек­тро­на­ми наи­низ­ших энер­ге­тич. со­стоя­ний. Со­глас­но прин­ци­пу Пау­ли, в ка­ж­дом со­стоя­нии с оп­ре­де­лён­ным зна­че­ни­ем спи­на мо­жет на­хо­дить­ся толь­ко один элек­трон. В за­ви­си­мо­сти от кри­стал­лич. струк­ту­ры и от чис­ла элек­тро­нов в ка­ж­дом из ато­мов, со­став­ляю­щих кри­сталл, воз­мож­ны два слу­чая: 1) элек­тро­ны пол­но­стью за­пол­ня­ют неск. ниж­них раз­ре­шён­ных зон, а все верх­ние зо­ны ос­та­ют­ся пус­ты­ми; 2) од­на из раз­ре­шён­ных зон за­пол­не­на час­тич­но. В пер­вом слу­чае рас­пре­де­ле­ние элек­трон­ной плот­но­сти в кри­стал­ле фик­си­ро­ва­но, элек­тро­ны не мо­гут уча­ст­во­вать в про­во­ди­мо­сти и кри­сталл яв­ля­ет­ся П. или ди­элек­три­ком. Во вто­ром слу­чае часть элек­тро­нов в пре­де­лах час­тич­но за­пол­нен­ной зо­ны мо­жет сво­бод­но пе­ре­ме­щать­ся по кри­стал­лу3 и крис­талл яв­ля­ет­ся ме­тал­лом. В П. и ди­элек­три­ках верх­няя пол­но­стью за­пол­нен­ная раз­ре­шён­ная зо­на энер­гий на­зы­ва­ет­ся ва­лент­ной зо­ной, ниж­няя пус­тая зо­на – зо­ной про­во­ди­мо­сти. Энер­ге­тич. ин­тер­вал ме­ж­ду дном (ми­ни­му­мом энер­гии) зо­ны про­во­ди­мо­сти и по­тол­ком (мак­си­му­мом энер­гии) ва­лент­ной зо­ны на­зы­ва­ет­ся ши­ри­ной за­пре­щён­ной зо­ны $ℰ_g$. Раз­ли­чие ме­ж­ду П. и ди­элек­три­ка­ми чис­то ко­ли­че­ст­вен­ное: ус­лов­но счи­та­ют, что ве­ще­ст­ва с $ℰ_g<2$ эВ яв­ля­ют­ся П., а с $ℰ_g>2$ эВ – ди­элек­три­ка­ми. При от­лич­ной от ну­ля темп-ре те­п­ло­вое дви­же­ние пе­ре­рас­пре­де­ля­ет элек­тро­ны по энер­гии: часть элек­тро­нов «за­бра­сы­ва­ет­ся» из ва­лент­ной зо­ны в зо­ну про­во­ди­мо­сти. При этом по­яв­ля­ют­ся сво­бод­ные но­си­те­ли за­ря­да – элек­тро­ны в зо­не про­во­ди­мо­сти и дыр­ки в ва­лент­ной зо­не (рис.). Ко­ли­че­ст­во сво­бод­ных элек­тро­нов и ды­рок экс­по­нен­ци­аль­но за­ви­сит от темп-ры, по­это­му тем­пе­ра­тур­ная за­ви­си­мость про­во­ди­мо­сти П. оп­ре­де­ля­ет­ся фор­му­лой ( * ).

В ши­ро­ком клас­се П. ши­ри­на энер­ге­тич. зон зна­чи­тель­но пре­вы­ша­ет те­п­ло­вую энер­гию при ком­нат­ной темп-ре (0,025 эВ), по­это­му но­си­те­ли за­ря­да за­пол­ня­ют со­стоя­ния толь­ко вбли­зи экс­тре­му­мов раз­ре­шён­ных зон, т. е. вбли­зи дна зо­ны про­во­ди­мо­сти и по­тол­ка ва­лент­ной зо­ны. За­ви­си­мость энер­гии от ква­зи­им­пуль­са вбли­зи экс­тре­му­ма час­то ока­зы­ва­ет­ся квад­ра­тич­ной, и мож­но вве­сти пред­став­ле­ние об эф­фек­тив­ной мас­се но­си­те­лей за­ря­да, ко­то­рая за­ви­сит от но­ме­ра раз­ре­шён­ной зо­ны и на­прав­ле­ния ква­зи­им­пуль­са. В не­ко­то­рых П. од­но­му зна­че­нию энер­гии от­ве­ча­ет неск. экс­тре­му­мов в пер­вой зо­не Брил­лю­эна и но­си­те­ли за­ря­да рас­пре­де­ле­ны по эк­ви­ва­лент­ным «до­ли­нам» (ок­ре­ст­но­стям экс­тре­му­мов). Та­кие П. на­зы­ва­ют мно­го­до­лин­ны­ми.

Примеси и дефекты в полупроводниках

Элек­трич. про­во­ди­мость П. мо­жет быть обу­слов­ле­на как элек­тро­на­ми соб­ственных ато­мов дан­но­го ве­ще­ст­ва (соб­ст­вен­ная про­во­ди­мость), так и элек­т­рона­ми и дыр­ка­ми при­мес­ных ато­мов (при­мес­ная про­во­ди­мость). Про­цесс вне­дре­ния при­ме­сей в П. для по­лу­че­ния не­об­хо­ди­мых фи­зич. свойств на­зы­ва­ет­ся ле­ги­ро­ва­ни­ем по­лу­про­вод­ни­ков. По­сколь­ку энер­гия свя­зи но­си­те­лей за­ря­да в при­мес­ных ато­мах со­став­ля­ет от не­сколь­ких мэВ до не­сколь­ких де­сят­ков мэВ, имен­но при­мес­ная про­во­ди­мость объ­яс­ня­ет экс­по­нен­ци­аль­ный рост кон­цен­тра­ции сво­бод­ных но­си­те­лей за­ря­да в боль­шин­ст­ве П. в ин­тер­ва­ле тем­пе­ра­тур вбли­зи ком­нат­ной.

При­ме­си в П. обыч­но вво­дят в про­цес­се рос­та струк­ту­ры, они мо­гут быть до­но­ра­ми или ак­цеп­то­ра­ми, т. е. по­став­щи­ка­ми элек­тро­нов или ды­рок. Ес­ли, напр., в гер­ма­ний Ge или крем­ний Si (эле­мен­ты IV груп­пы) вве­сти при­мес­ные ато­мы эле­мен­тов V груп­пы (As, P), то 4 внеш­них элек­тро­на этих ато­мов об­ра­зу­ют ус­той­чи­вую связь с че­тырь­мя со­сед­ни­ми ато­ма­ми ре­шёт­ки, а пя­тый элек­трон ока­жет­ся не­свя­зан­ным и бу­дет удер­жи­вать­ся око­ло при­мес­но­го ато­ма толь­ко за счёт ку­ло­нов­ско­го взаи­мо­дей­ст­вия, ос­лаб­лен­но­го ди­элек­трич. по­ля­ри­за­ци­ей сре­ды. Та­кой при­мес­ный атом яв­ля­ет­ся до­но­ром и лег­ко ио­ни­зу­ет­ся при ком­нат­ной темп-ре. Ак­цеп­тор воз­ни­ка­ет, напр., при вве­де­нии в Ge или Si эле­мен­тов III груп­пы (Ga, Al). В этом слу­чае для об­ра­зо­ва­ния всех че­ты­рёх свя­зей с бли­жай­ши­ми ато­ма­ми тре­бу­ет­ся до­пол­нит. элек­трон, ко­то­рый бе­рёт­ся из внутр. обо­ло­чек ато­мов, так что при­мес­ный атом ока­зы­ва­ет­ся за­ря­жен от­ри­ца­тель­но. Элек­тро­ней­траль­ность вос­ста­нав­ли­ва­ет­ся за счёт то­го, что внутр. не­за­пол­нен­ная ор­би­таль рас­пре­де­ля­ет­ся вбли­зи со­сед­них ато­мов ре­шёт­ки, рас­по­ло­жен­ных от при­мес­но­го на рас­стоя­ни­ях, пре­вос­хо­дя­щих меж­атом­ное рас­стоя­ние. На­ли­чие до­но­ров или ак­цеп­то­ров при­во­дит со­от­вет­ст­вен­но к про­во­ди­мо­сти n- или р-ти­па.

П., в ко­то­рых мо­гут од­но­вре­мен­но су­ще­ст­во­вать ак­цеп­тор­ные и до­нор­ные при­ме­си, на­зы­ва­ют­ся ком­пен­си­ро­ван­ны­ми. Ком­пен­са­ция при­ме­сей при­во­дит к то­му, что часть элек­тро­нов от до­но­ров пе­ре­хо­дит к ак­цеп­то­рам, и в ре­зуль­та­те воз­ни­ка­ет зна­чит. кон­цен­тра­ция ио­нов, ко­то­рые эф­фек­тив­но влия­ют на про­во­ди­мость по­лу­про­вод­ни­ков.

Ам­пли­ту­да вол­но­вой функ­ции элек­тро­нов или ды­рок, ло­ка­ли­зо­ван­ных на при­мес­ных ато­мах, со­став­ля­ет 1–10 нм. Это оз­на­ча­ет, что при кон­цен­тра­ции при­мес­ных ато­мов ок. 1018 см–3 вол­но­вые функ­ции элек­тро­нов и ды­рок со­сед­них ато­мов на­чи­на­ют пе­ре­кры­вать­ся, но­си­те­ли за­ря­да мо­гут пе­ре­хо­дить от ио­на к ио­ну и П. ста­но­вит­ся вы­ро­ж­ден­ным (см. Вы­ро­ж­ден­ные по­лу­про­вод­ни­ки). Та­кие П. на­зы­ва­ют­ся силь­но­ле­ги­ро­ва­ны­ми. Из-за силь­но­го эк­ра­ни­ро­ва­ния ку­ло­нов­ско­го при­тя­же­ния но­си­те­ли за­ря­да в них ока­зы­ва­ют­ся сво­бод­ны­ми да­же при та­ких низ­ких темп-рах, при ко­то­рых бы­ла не­воз­мож­на тер­мич. ак­ти­ва­ция элек­тро­на или дыр­ки из изо­ли­ро­ван­но­го ато­ма.

В от­сут­ст­вие внеш­не­го элек­трич. по­ля или ос­ве­ще­ния кон­цен­тра­ция сво­бод­ных но­си­те­лей за­ря­да на­зы­ва­ет­ся рав­но­вес­ной и оп­ре­де­ля­ет­ся ши­ри­ной за­пре­щён­ной зо­ны П., эф­фек­тив­ны­ми мас­са­ми но­си­те­лей за­ря­да, кон­цен­тра­ци­ей при­ме­сей и энер­ги­ей свя­зи при­мес­ных но­си­те­лей за­ря­да.

На­ря­ду с при­ме­ся­ми, ис­точ­ни­ка­ми но­си­те­лей за­ря­да мо­гут быть и разл. де­фек­ты струк­ту­ры, напр. ва­кан­сии (от­сут­ствие од­но­го из ато­мов ре­шёт­ки), ме­ж­узель­ные ато­мы, а так­же не­дос­та­ток или из­бы­ток ато­мов од­но­го из ком­по­нен­тов в по­лу­про­вод­ни­ко­вых со­еди­не­ни­ях (от­кло­не­ния от сте­хио­мет­рич. со­ста­ва).

Электрические свойства полупроводников

Во внеш­нем элек­трич. по­ле на но­си­те­ли за­ря­да в твёр­дом те­ле дей­ст­ву­ет си­ла, ко­то­рая из­ме­ня­ет их ско­рость и при­во­дит к на­прав­лен­но­му дви­же­нию. Под дей­ст­ви­ем си­лы но­си­те­ли за­ря­да долж­ны ус­ко­рять­ся, од­на­ко в кри­стал­лах вслед­ст­вие взаи­мо­дей­ст­вия элек­тронов с де­фек­та­ми, ко­ле­ба­ния­ми ре­шёт­ки и т. д. воз­ни­ка­ет си­ла тре­ния, ко­то­рая урав­но­ве­ши­ва­ет си­лу, дей­ст­вую­щую со сто­ро­ны по­ля. В ре­зуль­та­те но­си­те­ли за­ря­да дви­жут­ся с по­сто­ян­ной сред­ней (дрей­фо­вой) ско­ро­стью $v_{др}$, за­ви­ся­щей от на­пря­жён­но­сти $E$ элек­трич. по­ля. Мож­но вве­сти по­ня­тие под­виж­но­сти но­си­те­лей за­ря­да $μ=v_{др}/E$. Дей­ст­вие си­лы тре­ния оз­на­ча­ет, что в элек­трич. по­ле но­си­тель за­ря­да ис­пы­ты­ва­ет сво­бод­ное ус­ко­ре­ние толь­ко в про­ме­жут­ке вре­ме­ни $Δt$ ме­ж­ду дву­мя ак­та­ми рас­сея­ния, так что $v_{др}=eEτ/m$ ($m$ – эф­фек­тив­ная мас­са но­си­те­ля, $e$ – его за­ряд, $τ$ – вре­мя ре­лак­са­ции, за ко­то­рое сво­бод­ный но­си­тель за­ря­да в от­сут­ст­вие по­ля те­ря­ет свой на­прав­лен­ный ква­зи­им­пульс). Обыч­но $τ$ не за­ви­сит от ве­ли­чи­ны внеш­не­го по­ля и оп­ре­де­ля­ет­ся теп­ло­вым хао­тич. дви­же­ни­ем но­си­те­лей за­ря­да в твёр­дом те­ле, так что ско­рость те­п­ло­во­го дви­же­ния на неск. по­ряд­ков пре­вос­хо­дит $v_{др}$. Так, напр., для ти­пич­ных П. при $T=300$ К в весь­ма силь­ном элек­трич. по­ле ($E$=3·104 В/м) ско­рость $v_{др}$ со­став­ля­ет 10–100 м/с, а ве­ли­чи­на ср. те­п­ло­вой ско­ро­сти – 105–106 м/с.

Ве­ли­чи­ны $τ$ и $μ$ за­ви­сят от ти­па про­во­ди­мо­сти, хи­мич. со­ста­ва П., темп-ры, кон­цен­тра­ции де­фек­тов и при­ме­сей. При темп-рах ни­же темп-ры ки­пе­ния жид­ко­го азо­та (77 К) под­виж­ность $μ$ воз­рас­та­ет с рос­том темп-ры, а при темп-рах вы­ше 77 К – умень­ша­ет­ся, про­хо­дя че­рез мак­си­мум вбли­зи 100 К. Та­кая за­ви­си­мость $μ(T)$ объ­яс­ня­ет­ся на­ли­чи­ем двух осн. при­чин рас­сея­ния но­си­те­лей за­ря­да – на за­ря­жен­ных при­ме­сях и фо­но­нах. При низ­ких темп-рах, ко­гда при­мес­ные ато­мы ио­ни­зо­ва­ны, рас­сея­ние на них пре­вос­хо­дит рас­сея­ние на фо­но­нах, по­сколь­ку рав­но­вес­ных фо­но­нов ма­ло. С уве­ли­че­ни­ем темп-ры ср. энер­гия но­си­те­лей воз­рас­та­ет, эф­фек­тив­ность рас­сея­ния умень­ша­ет­ся, вре­мя ме­ж­ду столк­но­ве­ния­ми и под­виж­ность воз­рас­та­ют. При темп-рах ок. 100 К рез­ко воз­рас­та­ет кон­цен­тра­ция рав­но­вес­ных фо­но­нов и взаи­мо­дей­ст­вие с ни­ми ог­ра­ни­чи­ва­ет под­виж­ность, вслед­ст­вие это­го с уве­ли­че­ни­ем темп-ры под­виж­ность умень­ша­ет­ся. При $T$=300 К ха­рак­тер­ные зна­че­ния $τ$ для П. ле­жат в ин­тер­ва­ле 10–13–10–12 с, а $μ$  – в ин­тер­ва­ле 102–10–2 м/с. При мень­ших зна­че­ни­ях под­виж­но­сти дли­на сво­бод­но­го про­бе­га (про­из­ве­де­ние ср. ско­ро­сти теп­ло­во­го дви­же­ния на вре­мя $τ$) ста­но­вит­ся мень­ше рас­стоя­ния ме­ж­ду ато­ма­ми и го­во­рить о сво­бод­ном дви­же­нии но­си­те­лей за­ря­да нель­зя. Воз­ни­ка­ет прыж­ко­вая про­во­ди­мость, ко­то­рая обу­слов­ле­на пе­ре­ско­ка­ми но­си­те­лей за­ря­да в про­стран­ст­ве от од­но­го ио­на к дру­го­му (реа­ли­зу­ет­ся в ор­га­ни­че­ских по­лу­про­вод­ни­ках).

На­прав­лен­но­му дви­же­нию но­си­те­лей за­ря­да во внеш­нем элек­трич. по­ле пре­пят­ст­ву­ет их те­п­ло­вое хао­тич. дви­же­ние. Ес­ли в ре­зуль­та­те при­ло­же­ния элек­т­рич. по­ля но­си­те­ли со­би­ра­ют­ся у гра­ни­цы об­раз­ца и их кон­цен­тра­ция за­ви­сит от ко­ор­ди­нат, то хао­тич. дви­же­ние при­во­дит к вы­рав­ни­ва­нию кон­цен­тра­ции и но­си­те­ли пе­ре­хо­дят из об­лас­ти про­ст­ран­ст­ва с боль­шей кон­цен­тра­ци­ей в об­ласть, где их кон­цен­тра­ция мень­ше. Та­кой про­цесс на­зы­ва­ет­ся диф­фу­зи­ей но­си­те­лей за­ря­да и оп­ре­де­ля­ет­ся ко­эф. диф­фу­зии $D$. В ус­ло­ви­ях рав­но­ве­сия пол­ный по­ток но­си­те­лей за­ря­да от­сут­ст­ву­ет, так что диф­фу­зи­он­ный по­ток пол­но­стью ком­пен­си­ру­ет по­ток час­тиц во внеш­нем по­ле. Это оз­на­ча­ет, что ко­эф. диф­фу­зии свя­зан с под­виж­но­стью. Для не­вы­ро­ж­ден­ных но­си­те­лей $D=kTμ/e$ (со­от­но­ше­ние Эйн­штей­на). Для ти­пич­ных П. при ком­нат­ной темп-ре ве­ли­чи­на $D$ со­став­ля­ет 10–3–10–2 м2/с. Для не­рав­но­вес­ных но­си­те­лей за­ря­да, напр. в слу­чае ин­жек­ции в элек­трон­но-ды­роч­ном пе­ре­хо­де (см. p–n-Пе­ре­ход), вво­дит­ся по­ня­тие диф­фу­зи­он­ной дли­ны $L_D$, ко­то­рая оп­ре­де­ля­ет умень­ше­ние чис­ла но­си­те­лей в про­цес­се диф­фу­зии за счёт их реком­би­на­ции: $L_D=\sqrt{D\tau_0}$, где $τ_0$ – вре­мя жиз­ни не­ос­нов­ных но­си­те­лей.

На­ло­же­ние внеш­не­го маг­нит­но­го по­ля из­ме­ня­ет ус­ло­вия про­те­ка­ния элек­трич. то­ка в П. и при­во­дит к галь­ва­но­маг­нит­ным яв­ле­ни­ям, ко­то­рые наи­бо­лее силь­но про­яв­ля­ют­ся в маг­нит­ных по­лу­про­вод­ни­ках и по­лу­маг­нит­ных по­лу­про­вод­ни­ках. В П. для ис­сле­до­ва­ний и прак­тич. при­ме­не­ний наи­бо­лее час­то маг­нит­ное по­ле при­кла­ды­ва­ют пер­пен­ди­ку­ляр­но элек­трич. по­лю, в этом слу­чае име­ют ме­сто Хол­ла эф­фект и Шуб­ни­ко­ва – де Хаа­за эф­фект, клас­сич. маг­ни­то­со­про­тив­ле­ние, сла­бая ло­ка­ли­за­ция но­си­те­лей за­ря­да, а в дву­мер­ных струк­ту­рах – кван­то­вый эф­фект Хол­ла и дроб­ный кван­то­вый эф­фект Хол­ла. В маг­нит­ном по­ле на за­ря­жен­ные час­ти­цы дей­ст­ву­ет си­ла Ло­рен­ца, они на­чи­на­ют вра­щать­ся в плос­ко­сти, пер­пен­ди­ку­ляр­ной на­прав­ле­нию маг­нит­но­го по­ля, с цик­ло­трон­ной час­то­той $ω_с$ и со­хра­ня­ют свою ско­рость вдоль маг­нит­но­го по­ля. В за­ви­си­мо­сти от ве­ли­чи­ны про­из­ве­де­ния $ω_сτ$ раз­ли­ча­ют клас­си­че­ские сла­бые ($ω_сτ≪1$), клас­си­че­ские ($ω_сτ>1$) и кван­тую­щие ($ωсτ≫1$ и $\hbar ω_с≫kT$) маг­нит­ные по­ля, где $\hbar$ – по­сто­ян­ная План­ка.

В маг­нит­ных по­лях, ко­гда $ω_сτ∼1$, дви­же­ние но­си­те­лей за­ря­да мож­но опи­сы­вать клас­сич. урав­не­ния­ми Нью­то­на, в этом слу­чае име­ет ме­сто эф­фект Хол­ла, со­стоя­щий в воз­ник­но­ве­нии до­пол­нит. элек­трич. по­ля, пер­пен­ди­ку­ляр­но­го внеш­ним элек­трич. и маг­нит­но­му по­лям. Это до­пол­нит. по­ле ком­пен­си­ру­ет по­ток час­тиц, вы­зван­ный со­вме­ст­ным дей­ст­ви­ем при­ло­жен­ных элек­трич. и маг­нит­но­го по­лей, и за­ви­сит от ве­ли­чи­ны маг­нит­но­го по­ля и кон­цен­тра­ции сво­бод­ных но­си­те­лей за­ря­да, а его на­прав­ле­ние оп­ре­де­ля­ет­ся зна­ком за­ря­да, по­это­му эф­фект Хол­ла ис­поль­зу­ет­ся для оп­ре­де­ле­ния зна­ка и кон­цен­тра­ции но­си­те­лей за­ря­да.

В бо­лее силь­ных по­лях, ко­гда $ω_сτ≫1$, но ха­рак­тер­ная энер­гия но­си­те­лей за­ря­да зна­чи­тель­но пре­вос­хо­дит $\hbar ω_с$, не­об­хо­ди­мо учи­ты­вать кван­то­ва­ние но­си­те­лей за­ря­да во внеш­нем маг­нит­ном по­ле, в ре­зуль­та­те плот­ность со­стоя­ний как функ­ция об­рат­но­го по­ля при­об­ре­та­ет вид ост­рых, пе­рио­ди­че­ски рас­по­ло­жен­ных пи­ков. При уве­ли­че­нии маг­нит­но­го по­ля эти пи­ки на­чи­на­ют пе­ре­се­кать уро­вень хи­мич. по­тен­циа­ла элек­трон­но­го га­за, в ре­зуль­та­те в кван­тую­щем маг­нит­ном по­ле со­про­тив­ле­ние ос­цил­ли­ру­ет.

В дву­мер­ных по­лу­про­вод­ни­ко­вых струк­ту­рах при $ω_сτ≫1$ и $\hbar ω_с≫kT$ воз­ни­ка­ет кван­то­вый эф­фект Хол­ла, со­стоя­щий в по­яв­ле­нии сту­пе­нек на за­ви­си­мо­сти по­пе­реч­но­го со­про­тив­ле­ния от маг­нит­но­го по­ля. Вы­со­та сту­пе­нек с боль­шой точ­но­стью рав­ня­ет­ся кван­ту удель­но­го со­про­тив­ле­ния $h/e^2$. Зна­че­ние про­доль­но­го со­про­тив­ле­ния об­ра­ща­ет­ся в нуль в маг­нит­ных по­лях, от­ве­чаю­щих сту­пень­кам на за­ви­си­мо­сти по­пе­реч­но­го со­про­тив­ле­ния от маг­нит­но­го по­ля и пи­кам ме­ж­ду сту­пень­ка­ми. Та­кое по­ве­де­ние объ­яс­ня­ет­ся осо­бен­но­стя­ми дви­же­ния но­си­те­лей за­ря­да в силь­ном маг­нит­ном по­ле в ус­ло­ви­ях дей­ст­вия слу­чай­ных элек­трич. и де­фор­ма­ци­он­ных по­лей, имею­щих разл. про­стран­ст­вен­ный мас­штаб. При ещё боль­шем маг­нит­ном по­ле име­ет ме­сто дроб­ный кван­то­вый эф­фект Хол­ла, про­яв­ляю­щий­ся в до­пол­нит. рас­ще­п­ле­нии сту­пе­нек. Од­на­ко кван­то­вый ха­рак­тер но­си­те­лей за­ря­да мо­жет про­яв­лять­ся и в сла­бых маг­нит­ных по­лях. Ока­за­лось, что при низ­ких темп-рах в П. и ме­тал­лах на­блю­да­ет­ся не­боль­шое (ок. 1–5% от об­ще­го) из­ме­не­ние про­во­ди­мо­сти, про­пор­цио­наль­ное квад­ра­ту маг­нит­но­го по­ля. Этот эф­фект объ­яс­ня­ет­ся яв­ле­ни­ем сла­бой ло­ка­ли­за­ции, со­стоя­щим в уве­ли­че­нии со­про­тив­ле­ния про­во­дя­щих ма­те­риа­лов за счёт уси­ле­ния рас­сея­ния на­зад при диф­фу­зи­он­ном дви­же­нии час­тиц.

Оптические свойства полупроводников

Зон­ная струк­ту­ра кри­стал­лов про­яв­ля­ет­ся в свой­ст­вах про­пус­ка­ния, от­ра­же­ния и по­гло­ще­ния по­лу­про­вод­ни­ка­ми элек­тро­маг­нит­но­го из­лу­че­ния. Наи­бо­лее оче­вид­но су­ще­ст­во­ва­ние за­пре­щён­ной зо­ны сле­ду­ет из то­го, что из­лу­че­ние с энер­ги­ей кван­та, мень­шей ши­ри­ны за­пре­щён­ной зо­ны $ℰ_g$ чис­то­го П., не по­гло­ща­ет­ся. По­гло­ще­ние на­чи­на­ет­ся толь­ко то­гда, ко­гда энер­гия кван­та пре­вы­сит $ℰ_g$. Для П. ти­па GaAs при низ­ких темп-рах дли­на вол­ны, на ко­то­рой ин­тен­сив­ность па­даю­ще­го из­лу­че­ния умень­ша­ет­ся в $e$ раз, при­бли­зи­тель­но рав­на 0,1 мкм. При та­ком по­гло­ще­нии кван­та све­та в П. воз­ни­ка­ют элек­трон и дыр­ка и име­ет ме­сто за­кон со­хра­не­ния ква­зи­им­пуль­са. Обыч­но им­пульс све­та зна­чи­тель­но мень­ше квази­им­пуль­сов но­си­те­лей за­ря­да, и при оп­тич. пе­ре­хо­де элек­тро­на из ва­лент­ной зо­ны в зо­ну про­во­ди­мо­сти ква­зи­им­пульс не из­ме­ня­ет­ся, так что в мо­мент ро­ж­де­ния элек­трон и дыр­ка име­ют про­ти­во­по­лож­ные ква­зи­им­пуль­сы. Та­кие пе­ре­хо­ды на­зы­ва­ют­ся пря­мы­ми; они про­ис­хо­дят в т. н. пря­мо­зон­ных П. (GaAs, InSb, Te, SiC), в ко­то­рых по­то­лок ва­лент­ной зо­ны и дно зо­ны про­во­ди­мо­сти рас­по­ло­же­ны в од­ной точ­ке зо­ны Брил­лю­эна.

Элек­трон­ные пе­ре­хо­ды со зна­чит. из­ме­не­ни­ем ква­зи­им­пуль­са про­ис­хо­дят в т. н. не­пря­мо­зон­ных П. (Ge, Si, AlAs, GaP), у ко­то­рых вер­ши­на ва­лент­ной зо­ны и дно зо­ны про­во­ди­мо­сти раз­не­се­ны в про­стран­ст­ве ква­зи­им­пуль­сов на ве­ли­чи­ну по­ряд­ка $π/d$, где $d$ – меж­атом­ное рас­стоя­ние в кри­стал­лич. ре­шёт­ке. В этом слу­чае для вы­пол­не­ния за­ко­на со­хра­не­ния ква­зи­им­пуль­са не­об­хо­ди­мо уча­стие треть­ей час­ти­цы, в ка­че­ст­ве ко­то­рой мо­жет вы­сту­пать ли­бо при­мес­ный атом, ли­бо фо­нон. Ти­пич­ная дли­на по­гло­ще­ния для не­пря­мых пе­ре­хо­дов со­став­ля­ет 1–10 мкм.

В спек­тре по­гло­ще­ния П. при­сут­ст­ву­ют ши­ро­кие энер­ге­тич. по­ло­сы, что ука­зы­ва­ет на то, что элек­тро­ны в ва­лент­ных зо­нах свя­за­ны сла­бо и лег­ко по­ля­ри­зу­ют­ся под дей­ст­ви­ем элек­трич. по­ля. Это оз­на­ча­ет, что П. ха­рак­те­ри­зу­ют­ся от­но­си­тель­но боль­шой ди­элек­трич. про­ни­цае­мо­стью $ε$, напр. в Ge $ε=16$, в GaAs $ε=11$, в PbTe $ε=30$. Бла­го­да­ря боль­шим зна­че­ни­ям $ε$ ку­ло­нов­ское взаи­мо­дей­ст­вие элек­тро­нов и ды­рок друг с дру­гом или с за­ря­жен­ны­ми при­ме­ся­ми силь­но по­дав­ле­но, ес­ли они на­хо­дят­ся друг от дру­га на рас­стоя­нии, пре­вы­шаю­щем раз­ме­ры эле­мен­тар­ной ячей­ки. Это и по­зво­ля­ет во мно­гих слу­ча­ях рас­смат­ри­вать дви­же­ние ка­ж­до­го но­си­те­ля за­ря­да не­за­ви­си­мо от дру­гих. Ес­ли бы ку­ло­нов­ское взаи­мо­дей­ст­вие не ос­лаб­ля­лось, то при­мес­ные ио­ны мог­ли бы свя­зы­вать но­си­те­ли за­ря­да в ус­той­чи­вые, ло­ка­ли­зован­ные в про­стран­ст­ве об­ра­зо­ва­ния с энер­ги­ей ок. 10 эВ. В этом слу­чае при темп-рах ок. 300 К те­п­ло­вое дви­же­ние прак­ти­че­ски не мог­ло бы ра­зо­рвать эти свя­зи, соз­дать сво­бод­ные но­си­те­ли за­ря­да и при­вес­ти к за­мет­ной элек­тро­про­вод­но­сти. Та­кое свя­зы­ва­ние име­ет ме­сто в П. и ди­элек­три­ках, но из-за ос­лаб­ле­ния ку­ло­нов­ско­го взаи­мо­дей­ст­вия и от­но­си­тель­но ма­лых эф­фек­тив­ных масс элек­тро­нов и ды­рок (ок. 0,1–0,5 от мас­сы сво­бод­но­го элек­тро­на) энер­гия свя­зи та­ких об­ра­зо­ва­ний (эк­си­то­нов) со­став­ля­ет 1–50 мэВ, что мно­го мень­ше энер­гии ио­ни­за­ции ато­мов. Эк­си­то­ны лег­ко иони­зу­ют­ся при темп-рах вы­ше темп-ры жид­ко­го азо­та и, т. о., не пре­пят­ст­ву­ют об­ра­зо­ва­нию сво­бод­ных но­си­те­лей. Тем не ме­нее при низ­ких темп-рах об­ра­зо­ва­ние эк­си­то­нов при­во­дит к по­гло­ще­нию в чис­тых П. элек­тро­маг­нит­но­го из­лу­че­ния с энер­ги­ей кван­та, мень­шей $ℰ_g$ на ве­ли­чи­ну энер­гии свя­зи эк­си­то­на.

Про­зрач­ность П. в уз­кой об­лас­ти час­тот вбли­зи края собств. по­гло­ще­ния из­ме­ня­ет­ся под дей­ст­ви­ем внеш­них (элек­трич., маг­нит­но­го и др.) по­лей. Элек­трич. по­ле, ус­ко­ряя элек­трон, мо­жет в про­цес­се оп­тич. пе­ре­хо­да пе­ре­дать ему не­боль­шую до­пол­нит. энер­гию, в ре­зуль­та­те че­го пря­мые оп­тич. пе­ре­хо­ды из ва­лент­ной зо­ны в зо­ну про­во­ди­мо­сти про­ис­хо­дят под дей­ст­ви­ем кван­тов све­та с энер­ги­ей, мень­шей $ℰ_g$ (Кел­ды­ша – Фран­ца эф­фект).

В од­но­род­ном маг­нит­ном по­ле за­кон со­хра­не­ния ква­зи­им­пуль­са при­во­дит к со­хра­не­нию кру­го­во­го дви­же­ния элек­тро­нов и ды­рок по­сле по­гло­ще­ния из­лу­чения. В ре­зуль­та­те за­ви­си­мость ко­эф. по­гло­ще­ния от час­то­ты па­даю­ще­го из­лу­че­ния при­ни­ма­ет вид уз­ких пи­ков. Кро­ме собств. по­гло­ще­ния (за счёт пря­мых или не­пря­мых пе­ре­хо­дов), в П. име­ет ме­сто по­гло­ще­ние све­та сво­бод­ны­ми но­си­те­ля­ми, свя­зан­ное с их пе­ре­хо­да­ми в пре­де­лах од­ной раз­ре­шён­ной зо­ны. Их вклад в об­щее по­гло­ще­ние мал, по­сколь­ку чис­ло сво­бод­ных но­си­те­лей за­ря­да в П. ма­лó по срав­не­нию с пол­ным чис­лом ва­лент­ных элек­тро­нов, и для их реа­ли­за­ции тре­бу­ет­ся уча­стие треть­ей час­ти­цы – при­ме­си или фо­но­на. Кро­ме то­го, в не­ле­ги­ро­ван­ных П. со зна­чит. до­лей ион­ной свя­зи на­блю­да­ет­ся по­гло­ще­ние да­лё­ко­го ИК-из­лу­че­ния за счёт воз­бу­ж­де­ния ко­ле­ба­ний ре­шёт­ки – фо­но­нов.

Спектр фо­то­лю­ми­нес­цен­ции П. со­сре­до­то­чен в уз­кой об­лас­ти вбли­зи ши­ри­ны за­пре­щён­ной зо­ны. Вклад в фо­то­лю­ми­нес­цен­цию П. мо­гут вно­сить разл. ме­ха­низ­мы из­лу­ча­тель­ной ре­ком­би­на­ции: зо­на – зо­на, зо­на – при­месь, до­нор – ак­цеп­тор, с уча­сти­ем фо­но­на, из­лу­че­ние сво­бод­ных, свя­зан­ных или ло­ка­ли­зо­ван­ных эк­си­то­нов, эк­си­тон-по­ля­ри­тон­ная, би­эк­си­тон­ная ре­ком­би­на­ции. В не­ле­ги­ро­ван­ных струк­ту­рах с кван­то­вы­ми яма­ми низ­ко­тем­пе­ра­тур­ная фо­то­лю­ми­нес­цен­ция об­у­слов­ле­на из­лу­ча­тель­ной ре­ком­би­на­ци­ей эк­си­то­нов, ло­ка­ли­зо­ван­ных на ше­ро­хо­ва­то­стях по­верх­но­сти и флук­туа­ци­ях со­ста­ва.

Оп­тич. свой­ст­ва твёр­дых рас­тво­ров П. мож­но ме­нять в ши­ро­ких пре­де­лах, под­би­рая хи­мич. со­став рас­тво­ра, что об­услов­ли­ва­ет их ши­ро­кое при­ме­не­ние в при­бо­рах оп­то­элек­тро­ни­ки, в пер­вую оче­редь в ка­че­ст­ве ра­бо­чих ма­те­риа­лов ла­зе­ров, све­то- и фо­то­дио­дов, сол­неч­ных эле­мен­тов, де­тек­то­ров из­лу­че­ния.

Полупроводниковые гетеро- и наноструктуры

Совр. фи­зи­ка П. – это, пре­ж­де все­го, фи­зи­ка по­лу­про­вод­ни­ко­вых ге­те­ро­ст­рук­тур и на­но­ст­рук­тур. В по­след­них воз­ни­ка­ет ряд но­вых фи­зич. яв­ле­ний, ко­то­рые не­воз­мож­ны в объ­ём­ных П., напр. кван­то­вые це­ло­чис­лен­ный и дроб­ный эф­фек­ты Хол­ла. В на­но­ст­рук­ту­рах дви­же­ние сво­бод­ных но­си­те­лей за­ря­да ог­ра­ни­че­но в од­ном или не­сколь­ких на­прав­ле­ни­ях, что при­во­дит к раз­мер­ным эф­фек­там, кар­ди­наль­но из­ме­няю­щим энер­ге­тич. спек­тры но­си­те­лей за­ря­да, а так­же фо­но­нов и др. ква­зи­ча­стиц. Важ­ную роль в на­но­ст­рук­ту­рах иг­ра­ют ге­те­ро­гра­ни­цы, по­сколь­ку в сис­те­мах ма­ло­го раз­ме­ра от­но­ше­ние пло­ща­ди по­верх­но­сти к внутр. объ­ё­му струк­ту­ры яв­ля­ет­ся боль­шим. Наи­бо­лее со­вер­шен­ные по­лу­про­вод­ни­ко­вые на­но­ст­рук­ту­ры по­лу­ча­ют ме­то­да­ми мо­ле­ку­ляр­но-пуч­ко­вой эпи­так­сии и га­зо­фаз­ной эпи­так­сии из ме­тал­ло­ор­га­нич. со­еди­не­ний.

В нач. 21 в. сло­жи­лась ус­той­чи­вая тер­ми­но­ло­гия низ­ко­раз­мер­ной фи­зи­ки П. Сис­те­ма­ти­ка на­чи­на­ет­ся с оди­ноч­но­го ге­те­ро­пе­ре­хо­да ме­ж­ду дву­мя ком­по­зи­ци­он­ны­ми ма­те­риа­ла­ми – по­лу­про­вод­ни­ка­ми A и B. Один или оба ма­те­риа­ла мо­гут быть твёр­ды­ми рас­тво­ра­ми (при­ме­ры ге­те­ро­пар A/B: GaAs/Al1–xGaxAs, ZnSe/BeTe). По оп­ре­де­ле­нию, в ге­те­ро­пере­хо­дах пер­во­го ти­па за­пре­щён­ная зо­на $ℰ_g$ од­но­го из ком­по­зиц. ма­те­риа­лов ле­жит внут­ри за­пре­щён­ной зо­ны др. ма­те­риа­ла. В этом слу­чае по­тен­ци­аль­ные ямы для элек­тро­нов или ды­рок рас­по­ло­же­ны в од­ном и том же слое. В ге­те­ро­пе­ре­хо­дах вто­ро­го ти­па дно зо­ны про­во­ди­мо­сти ни­же в од­ном, а по­то­лок ва­лент­ной зо­ны вы­ше в дру­гом П. Для ука­зан­ных ге­те­ро­пар за­пре­щён­ные зо­ны пе­ре­кры­ва­ют­ся. Име­ют­ся так­же гете­ро­пе­ре­хо­ды вто­ро­го ти­па (напр., InAs/GaSb), у ко­то­рых за­пре­щён­ные зо­ны не пе­ре­кры­ва­ют­ся и дно зо­ны про­во­ди­мо­сти од­ного П. ле­жит ни­же по­тол­ка ва­лент­ной зо­ны дру­го­го П. К треть­ему ти­пу от­но­сят гете­ро­пе­ре­хо­ды, в ко­то­рых один из сло­ёв яв­ля­ет­ся бес­ще­ле­вым П., напр. в па­ре HgTe/CdTe. Двой­ной ге­те­ро­пе­ре­ход B/A/B пер­во­го ти­па пред­став­ля­ет со­бой струк­ту­ру с оди­ноч­ной кван­то­вой ямой, ес­ли $ℰ^A_g<ℰ^B_g$, или струк­ту­ру с оди­ночным барь­е­ром, ес­ли $ℰ^A_g>ℰ^B_g$.

К по­лу­про­вод­ни­ко­вым на­но­ст­рук­ту­рам от­но­сят кван­то­вые ямы, кван­то­вые про­во­ло­ки, кван­то­вые точ­ки. В кван­то­вой яме дви­же­ние сво­бод­но­го но­си­те­ля за­ря­да (элек­тро­на или дыр­ки) ог­ра­ни­че­но в од­ном из на­прав­ле­ний. В ре­зуль­та­те воз­ни­ка­ет про­стран­ст­вен­ное кван­то­ва­ние и энер­ге­тич. спектр по од­но­му из кван­то­вых чи­сел из не­пре­рыв­но­го ста­но­вит­ся дис­крет­ным – ка­ж­дая трёх­мер­ная энер­ге­тич. элек­трон­ная зо­на пре­вра­ща­ет­ся в се­рию дву­мер­ных под­зон раз­мер­но­го кван­то­ва­ния. Ес­теств. раз­ви­ти­ем од­но­барь­ер­ной струк­ту­ры яв­ля­ют­ся двух- и муль­ти­барь­ер­ные струк­ту­ры, на ос­но­ве ко­то­рых соз­да­ют­ся ре­зо­нанс­но-барь­ер­ные при­бо­ры. От оди­ноч­ной кван­то­вой ямы пе­ре­хо­дят к струк­ту­ре с дву­мя или тре­мя кван­то­вы­ми яма­ми и струк­ту­рам с це­лым на­бо­ром изо­ли­ро­ван­ных кван­то­вых ям. По ме­ре то­го как барь­е­ры ста­но­вят­ся тонь­ше, тун­не­ли­ро­ва­ние но­си­те­лей за­ря­да из од­ной ямы в дру­гую ста­но­вит­ся за­мет­нее, и элек­трон­ные со­стоя­ния в под­зо­нах раз­мер­но­го кван­то­ва­ния изо­ли­ро­ван­ных ям транс­фор­ми­ру­ют­ся в трёх­мер­ные ми­ни­зон­ные со­стоя­ния. В ре­зуль­та­те пе­рио­дич. струк­ту­ра изо­ли­ро­ван­ных кван­то­вых ям, или тол­сто­барь­ер­ная сверх­ре­шёт­ка, пре­вра­ща­ет­ся в тон­ко­барь­ер­ную сверх­ре­шёт­ку, или про­сто сверх­ре­шёт­ку. По­лу­про­вод­ни­ко­вая сверх­ре­шёт­ка ис­поль­зу­ет­ся для со­зда­ния кван­то­вых кас­кад­ных ла­зе­ров, из­лу­че­ние ко­то­рых воз­ни­ка­ет при пе­ре­хо­де элек­тро­нов ме­ж­ду слоя­ми струк­ту­ры.

Кро­ме струк­тур с кван­то­вы­ми яма­ми, су­ще­ст­ву­ют и др. дву­мер­ные сис­те­мы, напр. гра­фен и струк­ту­ра ме­талл – ди­элек­трик – по­лу­про­вод­ник (МДП-струк­ту­ра), ко­то­рая ис­поль­зу­ет­ся в мик­ро­элек­тро­ни­ке в ви­де по­ле­во­го МДП-тран­зи­сто­ра.

В од­но­мер­ных сис­те­мах – кван­то­вых про­во­ло­ках – дви­же­ние но­си­те­лей за­ря­да сво­бод­но толь­ко в од­ном на­прав­ле­нии (напр., в уг­ле­род­ной на­нот­руб­ке, по­лу­чае­мой свёр­ты­ва­ни­ем гра­фе­но­вой по­лос­ки и за­кре­п­ле­ни­ем её про­ти­во­по­лож­ных сто­рон). Др. при­мер та­кой струк­ту­ры – кван­то­вая яма, вы­ра­щен­ная на ско­ле, со­дер­жа­щем пер­пен­ди­ку­ляр­ную ему кван­то­вую яму. Кван­то­вая ме­ха­ни­ка до­пус­ка­ет фор­ми­ро­ва­ние од­но­мер­ных элек­трон­ных со­стоя­ний на сты­ке двух та­ких ям.

В кван­то­вых точ­ках дви­же­ние но­си­те­лей за­ря­да ог­ра­ни­че­но во всех трёх на­прав­ле­ни­ях, напр. в на­нок­ри­стал­лах CdSe, вы­ра­щен­ных в стек­лян­ной мат­ри­це, и в эпи­так­си­аль­ных кван­то­вых точ­ках GaAs/InAs, вы­ра­щен­ных по ме­ха­низ­му Странс­ки – Кра­ста­но­ва.

Ши­ро­кое при­ме­не­ние по­лу­чи­ли по­лу­про­вод­ни­ко­вые ла­зе­ры на кван­то­вых ямах и мас­си­вах кван­то­вых то­чек. В струк­ту­ре с двой­ным ог­ра­ни­че­ни­ем сти­му­ли­ро­ван­ное из­лу­че­ние вы­хо­дит из тор­ца, пер­пен­ди­ку­ляр­но на­прав­ле­нию рос­та. Кван­то­вый мик­ро­ре­зо­на­тор, т. е. кван­то­вые ямы или кван­то­вые точ­ки, вы­ра­щен­ные в ак­тив­ной об­лас­ти оп­тич. мик­ро­ре­зо­на­то­ра, ис­поль­зу­ет­ся для соз­да­ния вер­ти­каль­но из­лу­чаю­щих ла­зе­ров.

Воз­мож­ность в ши­ро­ких пре­де­лах управ­лять фи­зич. свой­ст­ва­ми П. при­во­дит к их мно­го­чис­лен­ным и раз­но­об­раз­ным при­ме­не­ни­ям (см. По­лу­про­вод­ни­ко­вые ма­те­риа­лы).

Лит.: Бонч-Бруе­вич В. Л., Ка­лаш­ни­ков С. Г. Фи­зи­ка по­лу­про­вод­ни­ков. М., 1990; Ан­сельм А. И. Вве­де­ние в тео­рию по­лу­про­вод­ни­ков. 3-е изд. СПб., 2008; Зег­ря Г. Г., Пе­рель В. И. Ос­но­вы фи­зи­ки по­лу­про­вод­ни­ков. М., 2009.

Вернуться к началу