Основные эффекты в полупроводниках (термомагнитные, термоэлектрические)

Размещено на http://www.allbest.ru/

Казанский Государственный Энергетический Университет

Кафедра ПЭ

Реферат

на тему: «Основные эффекты в полупроводниках (термомагнитные, термоэлектрические)»

Выполнил:

Студент Валеев Б.Н.

Группа ПЭм-1-13

Проверил: Уланов В.А.

Казань 2013

СОДЕРЖАНИЕ

Введение

1. Термомагнитные и термоэлектрические явления в технике

2. Термомагнитные явления

2.1 Поперечный Эффект Нернста -- Эттингсгаузена

2.2 Продольный Эффект Нернста -- Эттингсгаузена

3. Термоэлектрические явления

3.1 Эффект Зеебека

3.2 Эффект Пельтье

3.3 Эффект Томпсона

4. Электронно-дырочный p-n переход

5. Эффект Холла

6. Эффект Ганна

Заключение

ВВЕДЕНИЕ

Первые исследования термомагнитных явлений относятся к концу ХIХ и началу ХХ века, когда были открыты первые термомагнитные эффекты Нернстом и Эттинсгаузеном, Масжи, Риги и Ледюком.

В начальной стадии допускались грубые ошибки при измерении термомагнитных эффектов, объекты для измерения выбирались совершенно случайно. Начиная с 30-х годов стали появляться теоретические работы, поясняющие природу явления. Автором первых работ был А.З оммерфельд.

Большой вклад в развитие термомагнитных явлений внесли советские физики Б.И. Давыдов и И.М. Шмушкевич, И.А. Писаренко, Ю.Н. Образцов, Ф.Г. Басс, И.М. Цидильковский и др.

Особое развитие исследования термомагнитных явлений соответствует 50-60-ым годам. К этому времени была создана теория термомагнитных явлений. Она была создана для двухзонной модели, учитывающей изотропный квадратичный закон дисперсии для носителей заряда Е(к). Множество экспериментальных результатов сопоставлялись теоретическими моделями. В частности теория подсказала, что термомагнитные эффекты существенны в кристаллах с высокой подвижностью носителей заряда, что приводит к большим значениям термомагнитных коэффициентов, на эксперименте легко достичь условия слабого и сильного магнитных полей. Эффекты остаются ощутимыми даже при высоких концентрациях носителей заряда, появляются перспективы практического использования эффектов. Интерес представляли зависимости термомагнитных коэффициентов от температуры и магнитного поля, о концентрационных зависимостей носителей заряда, исследования в областях примесной и собственной области, позволяющие качественно понять электронные процессы, происходящие при указанных условиях. Основное внимание уделялось выявлению механизмов проводимости носителей заряда и рассеянию их на фононах и ионизированных носителей заряда.

Термомагнитные явления, по указанной причине, исследовались, в основном в узкоцелевых полупроводниках и полуметаллах, что вызвано с большой подвижностью электронов в них. Теоретические и экспериментальные исследования были обобщены в монографии И.М. Цидилковского «Термомагнитные явления в полупроводниках» издано в 1960 году, сыгравшая огромную роль в 15 дальнейшем развитии термомагнитных явлений в целом. Из анализа имеющих данных можно заключить, что исследованием термомагнитных явлений могут быть решены и другие сложные физические явления. В этом можно убедиться, сделав некоторую хронологическое перечисление основных моментов дальнейшего развития данного направления.

Как известно, Кейн (1957) при учете взаимодействия зоны проводимости с валентной зоной легких дырок для кристаллов типа н -InSb показал, что закон дисперсии для электронов зоны проводимости Е(к) существенно отличается от квадратичной формы и отступление от этого закона возрастает по мере заполнения зоны проводимости т.е. с повышением уровня Ферми. Экспериментальное подтверждение такой непараболичной зоны проводимости сводится к экспериментальному определению концентрационной зависимости эффективной массы m*(n).

Известно, что одними из прямых методов определения m*(n) являются метод циклотронного резонанса и метод Фарадея, требующие набор сложных оптических приборов. Было обращено внимание на то, что продольный термомагнитный эффект Н-Э при классически сильных полях Дб (H) ? имеет постоянное значение, независимо от механизма рассеяния и закона дисперсии. Используя термооэдс при сильных полях (б =б Дб 0 (H) ? ? ± ) были определены для многих узкоцелевых полупроводников концентрационные зависимости б (H) ? , позволившие определить и m*(n), которая выявляет законом дисперсии для электронов е(n), пределы применимости закона Кейна, отступление от этого закона, которые обуславливали развитию зонной структуры в целом и определение зонных параметров каждого используемого кристалла в частности.

Была пересмотрена теория кинетических явлений и установлено, что непараболичность зоны проводимости оказывает на них такое сильное влияние, что иногда это приводит к качественно новым результатам, в том числе и на термомагнитные коэффициенты. Затем было рассмотрено влияние параметра непараболичности на вероятность рассеяния. Известно, что в твердых телах экспериментальное разделение электронной Ке и фотонной Кф теплопроводностей всегда составляло больше трудности, использованные теоретические экстраполяционные методы сопровождались с большими погрешностями. Поэтому сделать какие либо физические выводы, особенно по электронной теплопроводности, невозможно было.

полупроводник эффект термомагнитный термоэлектрический

1. ТЕРМОМАГНИТНЫЕ И ТЕРМОЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ЯВЛЕНИЯ В ТЕХНИКЕ

Из изложенного материала предыдущих глав следует, что термомагнитные и термоэлектрические явления широко использованы в узкощелевых и бесщелевых полупроводниках, полуметаллах и на их основе твердых растворов. Эти объекты нашли и широкое практическое применение в современной электронике. Все это связано, в основном, высокой подвижностью электронов в них и с тем, что на их зонную структуру легко оказывать внешним воздействием: давлением, магнитным и электрическими полями, влиянием различного рода излучений, а также созданием на их основе изовалентных твердых растворов. В данной главе мы хотим осветить лишь вопрос связанные с практическим применением этих объектов с использованием термомагнитных и термоэлектрических явлений. Однако следует отметить, что на их основе созданы уникальные фотоприемники, фотодиоды, фотодетекторы, работающие в широком диапазоне ИК-спектра.

Узкощелевые полупроводники с е<0,1 эВ обладают рядом уникальных свойств, открывающие перспективы их практического использования. Это, в основном, связано с чрезвычайно высокой чувствительностью их зонной структуры к внешним воздействиям. Одной из наиболее известных областей их применения является создание на их основе приемников и генераторов электромагнитного излучения, принципы действия которых основана на внутреннем фотоэффекте. Как известно, при освещении поверхности кристалла светом определенной частоты, электроны с примесных уровней или из валентной зоны переходят в зону проводимости и в результате возникает примесная или собственная фотопроводимость, которые увеличивают полную проводимость. приборы, созданные под действием такого излучения получали названия фоторезисторы (фотосопротивления).

В фотоприемниках, созданных на основе Ge, Si и даже InSb, используется примесная фотопроводимость, проявляющаяся при низких температурах (?20К). В приборах, созданных на основе HgCdTe, HgCdSe, HgZnSe используются собственная фотопроводимость, обладающая существенным преимуществом. В них поглощение более эффективное и заданный уровень детектируемой и генерируемой мощности излучения достигается в значительно меньшем объеме (на 3-4 порядка), что позволяет создавать многоэлементные приемники. Наиболее существенным преимуществом фотодетекторов, созданных на основе собственной проводимости, является возможность использовать их и при более высоких температурах, вплоть до комнатных. В фотодиодах излучение регистрируется по возникающей в кристалле фото-ЭДС. Фотодиод - это полупроводник, содержащий p-n-переход. Поэтому генерируемые светом электроны и дырки разделены p-n-переходом, вследствие чего возникает ЭДС, которая позволяет обнаружить излучение.

Если фотоприемником служит полупроводник с определенной величиной щели между зонами проводимости и валентной зоной тяжелых дырок, то возможна регистрация излучения определенной области длин волн, верхняя граница которой определяется соотношением 2рh?еg, эквивалентом hщ?еg.

Из этих соотношений следует основные преимущество детекторов излучения, создаваемых на основе бесщелевого полупроводника, в которых щель между зоной проводимости и зоной тяжелых дырок равна нулю, а за еg принято расстояние между зонами проводимости и зоной легких дырок еg. В них, изменяя величину еg (в HgTe и HgSe), создается возможность регулировать граничную величину волны излучения. Изменять еg в них можно с помощью воздействием давления или сильным магнитным полем. Однако, на практике еg легче регулировать сплавлением бесщелевого полупроводника (в HgTe, HgSe) с полупроводниками, обладающими щелью между зоной проводимости и валентной зоной тяжелых дырок (CdTe, CdSe, ZnSe), т.е. нормальными полупроводниками той же группы.

Увеличение содержания Cd в сплаве CdxHg1-xTe позволяет изменять еg от 0 (при х=0,16) до 1,6 эВ (при х=1, т.е. до CdTe). Приемники на основе КРТ чувствительны во всей инфракрасной области спектра, но используют, прежде всего в диапазоне атмосферного «окна» - интервал длин волн, где атмосфера прозрачна для инфракрасных лучей: от 8 до 14 и от 3 до 5 мкм.

Фотоприемники из КРТ применяют как в виде фотосопротивления, так и в виде фотодиодов. Фотосопротивление используют в интервале от 77 до 300К. Основные характеристики их - минимальная обнаруживаемая мощность излучения, малое время, в течение которого сигнал приемника достигает максимальной величины. Фотодиоды нашли применение в качестве прямых преобразователей солнечной энергии в электрическую. Наиболее эффективным является фотоэлементы, созданные на основе структуры р-HgCdTe-n-HgCdTe, в которых щель в верхнем слое р-типа уменьшается в направлении p-n-перехода и остается постоянной в слое n-типа.

Широкое применение получил внутренний фотоэффект в новом типе устройств - приборах с зарядовой связью. Принцип работы этих приборов, состоящих из трехслойной структуры металл-диэлектрик-полупроводник, прост. Под действием излучения, проникающая в полупроводник сквозь тонкий слой металла и диэлектрика, образуется электронно-дырочная пара. Электрическое поле, приложенное к структуре, которая представляет собой конденсатор, растягивает (разрушает) пару электрон-дырка. Положительный заряд локализуется вблизи отрицательного металлического электрода. Отрицательный заряд «вытягивается» полем из полупроводника. Величина связанного заряда пропорциональна интенсивности поглощенного излучения, и он может сохраниться в трехслойной ячейке сколь угодно долго. При отключении внешнего электрического поля от конденсатора накопленный заряд инжектируется в объем полупроводника и во внешней цепи возникает ток, который может быть зарегистрирован. Изготовленные на одной полупроводниковой пластине и расположенные в шахматном порядке такие фотодетекторы образуют матрицу, способную преобразовать световые сигналы в электрическую, которые, в свою очередь, с помощью обычной телевизионной технике могут быть трансформированы в виде изображения.

2. ТЕРМОМАГНИТНЫЕ ЯВЛЕНИЯ

Термомагнитные явления, группа явлений, связанных с влиянием магнитного поля на электрические и тепловые свойства проводников и полупроводников, в которых существует градиент температуры. Т. я., как и гальваномагнитные явления, обусловлены воздействием магнитного поля на движущиеся частицы, несущие электрический заряд (электроны в проводниках, электроны и дырки в полупроводниках). Магнитное поле искривляет траекторию движущихся зарядов и, в частности, отклоняет текущий по телу электрический ток и связанный с переносом частиц поток теплоты от первоначального направления (см. Лоренца сила). В результате появляются составляющие электрического тока и теплового потока в направлении, перпендикулярном магнитному полю, и наблюдаются др. явления.

Т. я. можно классифицировать, рассматривая взаимное расположение векторов: напряжённости магнитного поля Н, температурного градиента СТ в проводнике, плотности W теплового потока и вектора N, параллельного направлению, в котором измеряется явление. Т. я., измеряемые в направлении, перпендикулярном или параллельном первичному температурному градиенту, называются соответственно поперечными и продольными. Характерным примером Т. я. может служить возникновение в проводнике (металле) или полупроводнике электрического поля Е, если в теле имеется градиент температуры и в перпендикулярном к нему направлении накладывается магнитное поле Н (Нернста -- Эттингсхаузена эффект). Возникшее поле Е имеет как продольную, так и поперечную составляющие. К Т. я. относится также Риги -- Ледюка эффект и ряд др. явлений.

2.1 ПОПЕРЕЧНЫЙ ЭФФЕКТ НЕРНСТА -- ЭТТИНГСГАУЗЕНА

Эффект Нернста -- Эттингсгаузена, или поперечный эффект Нернста -- Эттингсгаузена -- термомагнитный эффект, наблюдаемый при помещении полупроводника, в котором имеется градиент температуры, в магнитное поле. Данный эффект был открыт в 1886 году В. Нернстом и А. Эттингсгаузеном. В 1948 году эффект в металлах получил свое теоретическое обоснование в работе Зондхаймера. Суть эффекта состоит в том, что в полупроводнике появляется электрическое поле , перпендикулярное к вектору градиента температур и вектору магнитной индукции , то есть в направлении вектора . Если градиент температуры направлен вдоль оси , а магнитная индукция -- вдоль , то электрическое поле параллельно вдоль оси . Поэтому между точками и (см. рис.) возникает разность электрических потенциалов . Величину напряжённости электрического поля можно выразить формулой:

где -- так называемая постоянная Нернста -- Эттингсгаузена, которая зависит от свойств полупроводника и может принимать как положительные, так и отрицательные значения. Например, в германии с удельным сопротивлением ~ 1 Ом/см при комнатной температуре, при Гс и К/см наблюдается электрическое поле В/см. Значение постоянной , а следовательно и , сильно зависят от температуры образца и от магнитного поля и при изменении этих величин могут даже изменять знак.

Поперечный эффект Нернста -- Эттингсгаузена возникает по той же причине, что и эффект Холла, то есть в результате отклонения потока заряженных частиц силой Лоренца. Различие, однако, заключается в том, что при эффекте Холла направленный поток частиц возникает в результате их дрейфа в электрическом поле, а в данном случае -- в результате диффузии.

Существенным отличием является также тот факт, что, в отличие от постоянной Холла, знак не зависит от знака носителей заряда. Действительно, при дрейфе в электрическом поле изменение знака заряда приводит к изменению направления дрейфа, что и даёт изменение знака поля Холла. В данном же случае поток диффузии всегда направлен от нагретого конца образца к холодному, независимо от знака заряда частиц. Поэтому направления силы Лоренца для положительных и отрицательных частиц взаимно противоположны, однако направление потоков электрического заряда в обоих случаях одно и то же.

2.2 ПРОДОЛЬНЫЙ ЭФФЕКТ НЕРНСТА- ЭТТИНГСГАУЗЕНА

Продольный эффект Нернста -- Эттингсгаузена заключается в изменении термоэдс металлов и полупроводников под влиянием магнитного поля. В отсутствие магнитного поля термоэдс в электронном полупроводнике определяется разностью компонент скоростей быстрых электронов (движущихся с горячей стороны) и медленных электронов (движущихся с холодной стороны) вдоль градиента температуры. При наличии магнитного поля продольные (вдоль градиента температуры) и поперечные (поперек градиента температуры) компоненты скоростей электронов изменяются в зависимости от угла поворота скорости электронов в магнитном поле, определяемого временем свободного пробега электронов в металле или полупроводнике. Если время свободного пробега для медленных электронов или дырок (в полупроводниках) больше, чем для быстрых, то

,

где -- продольные компоненты скоростей медленных и быстрых электронов при наличии магнитного поля, -- продольные компоненты скоростей медленных и быстрых электронов при отсутствии магнитного поля. Величина термоэдс в магнитном поле, пропорциональная разности будет больше, чем в отсутствие магнитного поля при разности . И, наоборот, если время свободного пробега для медленных электронов меньше, чем для быстрых, наличие магнитного поля уменьшает термоэдс.

В электронных полупроводниках термоэдс в магнитном поле увеличивается, если время свободного пробега уменьшается с увеличением энергии электрона (при рассеянии на акустических фононах).

В электронных полупроводниках термоэдс в магнитном поле уменьшается, если время свободного пробега увеличивается с увеличением энергии электрона (при рассеянии на ионизированных атомах примеси).

3. ТЕРМОЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ЯВЛЕНИЯ

Термоэлектримческие явлемния -- совокупность физических явлений, обусловленных взаимосвязью между тепловыми и электрическими процессами в металлах и полупроводниках.

К термоэлектрическим явлениям относятся:

· Эффект Зеебека

· Эффект Пельтье

· Эффект Томсона

В некоторой степени все эти эффекты одинаковы, поскольку причина всех термоэлектрических явлений -- нарушение теплового равновесия в потоке носителей (то есть отличие средней энергии электронов в потоке от энергии Ферми).

Абсолютные значения всех термоэлектрических коэффициентов растут с уменьшением концентрации носителей; поэтому в полупроводниках они в десятки и сотни раз больше, чем в металлах и сплавах.

3.1 ЭФФЕКТ ЗЕЕБЕКА

Эффект Зеебека -- явление возникновения ЭДС в замкнутой электрической цепи, состоящей из последовательно соединённых разнородных проводников, контакты между которыми находятся при различных температурах. Эффект Зеебека также иногда называют просто термоэлектрическим эффектом. Данный эффект был открыт в 1821 Т. И. Зеебеком. В 1822 году он опубликовал результаты своих опытов в статье «К вопросу о магнитной поляризации некоторых металлов и руд, возникающей в условиях разности температур», опубликованной в докладах Прусской академии наук. Эффект Зеебека состоит в том, что в замкнутой цепи, состоящей из разнородных проводников, возникает термо-ЭДС, если места контактов поддерживают при разных температурах. Цепь, которая состоит только из двух различных проводников, называется термоэлементом или термопарой. Величина возникающей термо-ЭДС в первом приближении зависит только от материала проводников и температур горячего () и холодного () контактов. В небольшом интервале температур термо-ЭДС можно считать пропорциональной разности температур:

где -- термоэлектрическая способность пары (или коэффициент термо-ЭДС). В простейшем случае коэффициент термо-ЭДС определяется только материалами проводников, однако, строго говоря, он зависит и от температуры, и в некоторых случаях с изменением температуры меняет знак.

Более корректное выражение для термо-ЭДС:

Величина термо-ЭДС составляет милливольты при разности температур в 100 К и температуре холодного спая в 0 °С (например, пара медь-константан даёт 4,25 Мв, платина-платинородий -- 0,643 Мв, нихром-никель -- 4,1 Мв)

3.2 ЭФФЕКТ ПЕЛЬТЬЕ

Эффект Пельтье -- термоэлектрическое явление, при котором происходит выделение или поглощение тепла при прохождении электрического тока в месте контакта(спая) двух разнородных проводников. Величина выделяемого тепла и его знак зависят от вида контактирующих веществ, направления и силы протекающего электрического тока:

Q = П_АBIt = (П_B-П_A)It,

где: Q -- количество выделенного или поглощённого тепла;

I -- сила тока;

t -- время протекания тока;

П -- коэффициент Пельтье, который связан с коэффициентом термо-ЭДС б вторым соотношением Томсона

П = бT,

где Т -- абсолютная температура в K.

Эффект открыт Ж. Пельтье в 1834 году, суть явления исследовал несколькими годами позже -- в 1838 году Ленц, который провёл эксперимент, в котором он поместил каплю воды в углубление на стыке двух стержней из висмута и сурьмы. При пропускании электрического тока в одном направлении капля превращалась в лёд, при смене направления тока -- лёд таял, что позволило установить, что в зависимости от направления протекающего в эксперименте тока, помимо джоулева тепла выделяется или поглощается дополнительное тепло, которое получило название тепла Пельтье. Эффект Пельтье «обратен» эффекту Зеебека.

Эффект Пельтье более заметен у полупроводников, это свойство используется в элементах Пельтье.

Причина возникновения явления Пельтье заключается в следующем. На контакте двух веществ имеется контактная разность потенциалов, которая создаёт внутреннее контактное поле. Если через контакт протекает электрический ток, то это поле будет либо способствовать прохождению тока, либо препятствовать. Если ток идёт против контактного поля, то внешний источник должен затратить дополнительную энергию, которая выделяется в контакте, что приведёт к его нагреву. Если же ток идёт по направлению контактного поля, то он может поддерживаться этим полем, которое и совершает работу по перемещению зарядов. Необходимая для этого энергия отбирается у вещества, что приводит к охлаждению его в месте контакта.

3.3 ЭФФЕКТ ТОМСОНА

Эффект Томсона -- одно из термоэлектрических явлений, заключающееся в том, что в однородном неравномерно нагретом проводнике с постоянным током, дополнительно к теплоте, выделяемой в соответствии с законом Джоуля -- Ленца, в объёме проводника будет выделяться или поглощаться дополнительная теплота Томсона в зависимости от направления тока. Количество теплоты Томсона пропорционально силе тока, времени и перепаду температур, зависит от направления тока.

Эффект открыт В. Томсоном в 1856. Объяснение эффекта в первом приближении заключается в следующем. В условиях, когда вдоль проводника, по которому протекает ток, существует градиент температуры, причём направление тока соответствует движению электронов от горячего конца к холодному, при переходе из более горячего сечения в более холодное, электроны передают избыточную энергию окружающим атомам (выделяется теплота), а при обратном направлении тока, проходя из более холодного участка в более горячий, пополняют свою энергию за счёт окружающих атомов (теплота поглощается). В полупроводниках важным является то, что концентрация носителей в них сильно зависит от температуры. Если полупроводник нагрет неравномерно, то концентрация носителей заряда в нем будет больше там, где выше температура, поэтому градиент температуры приводит к градиенту концентрации, вследствие чего возникаетдиффузионный поток носителей заряда. Это приводит к нарушению электронейтральности. Разделение зарядов порождает электрическое поле, препятствующее разделению. Таким образом, если в полупроводнике имеется градиент температуры, то в нем имеется объёмное электрическое поле .

4 ЭЛЕКТРОННО-ДЫРОЧНЫЙ P-N ПЕРЕХОД

При приведении в контакт двух полупроводников, один из которых легирован донорной примесью (n - область), а другой - акцепторной примесью (p - область), некоторые электроны диффундируют в p -область, в которой уже часть электронов рекомбинирует с дырками, и в n - области на границе раздела остаются положительные ионы донорной примеси.

Аналогично некоторые дырки из p - области диффундируют в n -область, в которой уже часть дырок рекомбинирует с электронами, и в p ? области на границе раздела остаются неподвижные отрицательные ионы акцепторной примеси. Таким образом, вблизи границ двух полупроводников образуется область пространственного заряда (ОПЗ), внутри которой существует электрическое поле (Eопз), которое препятствует дальнейшему перемещению электронов в p - область и дырок в n -область.

Как правило, одна из областей легируется намного сильнее другой (намного больше концентрация примеси). При прямом смещении (напряжении) к p - области прикладывается положительный потенциал, к n - области отрицательный потенциал, это приводит к уменьшению Eопз и увеличению тока основных носителей заряда, например, дырок, если намного сильнее легирована p - область. Это соответствует прямой ветви вольт-амперной характеристики p - n перехода, которая описывается выражением

J=J_s*(e^qU/kT-1)

где J-_s - ток насыщения (при обратном включении p -n перехода этот ток равен обратному току);

U - приложенное напряжение;

q /kT = 40 В^-1 при комнатной температуре. При обратном смещении к p - области прикладывается отрицательный потенциал, к n - области положительный потенциал. Напряженность внутреннего поля Eопз увеличивается, а ток основных носителей заряда уменьшается. Это соответствует обратной ветви вольт-амперной характеристики.

Выпрямительными свойствами обладает лишь p - n переход и контакт полупроводника с другими металлами. p - n переход представляет собой границу, отделяющую друг от друга области с дырочной и электронной проводимостью в примесном полупроводнике. Переход должен быть непрерывным. В цепи с переменным электрическим полем p - n переход работает как выпрямитель.

5 ЭФФЕКТ ХОЛЛА

Эффект Холла заключается в возникновении ЭДС Холла на гранях полупроводникового бруска с током, помещенного в магнитное поле. Величина ЭДС Холла определяется векторным произведением тока I и магнитной индукции B. Знак ЭДС Холла легко определить по правилу левой руки. Отогнув в сторону большой палец, найдем направление смещения основных носителей заряда для данного типа полупроводника. Рассчитывается ЭДС Холла так:

U_x= R_x (JB/b),

где Rх - постоянная Холла, R= -A/(nq) - для n - полупроводника, R = B/( pq)- для p -полупроводника (n и p концентрации электронов и дырок); A и B - коэффициенты, значения которых от 0.5 до 2.0 для различных образцов. В сильных полях или для вырожденных полупроводников A = B =1.0. Для монокристаллических образцов с совершенной структурой A=B=3/8.

6. ЭЭФЕКТ ГАННА

Эффект Ганна - относится к эффектам сильного поля и заключается в появлении высокочастотных колебаний электрического тока при воздействии на полупроводник электрического поля высокой напряженности. В полупроводниках, зона проводимости которых имеет более одного минимума энергии, электрон с волновым вектором к, соответствующему одному из минимумов, при рассеянии может оказаться в состоянии с волновым вектором к', принадлежащим другому минимуму. В результате такого рассеяния будет иметь место переброс электронов из одного минимума в другой минимум зоны проводимости. Такой вид рассеяния получил название междолинного. Междолинное рассеяние носителей заряда в определенных условиях может приводить к возникновению колебаний тока с частотой порядка 1010 Гц при приложении к однородному полупроводнику сильного постоянного электрического поля.

Впервые эффект Ганна наблюдался на арсениде галлия GaAs и фосфиде индия InP. На основе этого эффекта разработаны приборы, генерирующие в диапазоне частот до сотен гигагерц.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Наиболее качественные и завершенные результаты из исследований термомагнитных и термоэлектрических явлений получены начиная с 60-х годов. К тому времени была создана теория кинетических явлений для простого изотропного и квадратического закона дисперсии для электронов е(К). Она позволила понять сущность, наряду с другими явлениями переноса заряда, и термомагнитные и термоэлектрические явления. Были анализированы температурные зависимости и зависимости от магнитного поля каждого коэффициента в области примесной и собственной проводимости. Выявлены основные механизмы рассеяния электронов во многих полупроводниках в широком температурном и концентрационном интервалах. Известно, что Кейн учитывая взаимодействие зоны проводимости с валентной зоной легких дырок для узкощелевых полупроводников типа n-InSb, показал, что закон дисперсии для электронов проводимости е(К) существенно отличается от квадратичной формы. Степень непараболичности обратно пропорциональна ширине запрещенной зоны и прямо пропорциональна концентрации электронов. Экспериментальное подтверждение такого сильного отступления от параболической формы сводилось к определению концентрационной зависимости эффективной массы электронов m*(n). Для определения эффективной массы применялись метод циклотронного резонанса и эффект Фарадея, требующие набор сложных оптических приборов. Было обращено внимание на то, что продольный термомагнитный эффект Н-Э в классически сильных магнитных полях Дб? и поперечный термомагнитный эффект Н-Э в слабых полях приобретают постоянное значение, независимо от механизма рассеяния и закона дисперсии. Используя значения этих коэффициентов и значение коэффициента Холла в сильном магнитном поле были определены концентрационные зависимости m*(H) для многих узкощелевых (SnS, HgSe, HgTe, PbTe, PbSe, PbS, твердых растворов на их основе, в Ag2Te, Ag2Se, Bi2Te3, Bi1-xSbx, Cd3As2 и др.) и бесщелевых полупроводников. Это позволило выявить закон дисперсии для каждого из них и определить предел применимости Кейновской модели, а также изучить причины отступления от этой модели, которые обусловили развитие зонной структуры в узкощелевых и бесщелевых полупроводниках в целом.

Размещено на Allbest.ru