Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Лазарь С.С. -> "Физика полупроводников" -> 106

Физика полупроводников - Лазарь С.С.

Лазарь С.С. Физика полупроводников — Наука, 1985. — 460 c.
Скачать (прямая ссылка): fizikapoluprovodnikov1985.pdf
Предыдущая << 1 .. 100 101 102 103 104 105 < 106 > 107 108 109 110 111 112 .. 152 >> Следующая

концентрационная зависимость термо-э. д. с. не позволяет судить
об эффективной масср и механизме рассеяния в отдельности. Если
же один из этих параметров определен в результате исследования
каких-либо других явлений (например, гальвано- или
термомагнитных), то из (6.37) или (6.39) можно определить второй
параметр.
На рис. 6.3, а построена зависимость термо-э. д. с. от
концентрации носителей для смешанной проводимости, когда надо
учитывать наличие носителей обоих знаков, построенная согласно
(6.22):
Cfc 7} О 7) --О" Л Сп
а= , (6.42)
Ор + Оп v '
где ар и <Хп выражаются как (6.37) или (6.39). Точка, в которой эта
кривая пересекает ось абсцисс, зависит от соотношения
подвижностей и эффективных масс электронов и дырок и может
также зависеть от механизмов рассеяния
20-1053
305


электронов и дырок (гп и гр), если они неодинаковы, однако этот
случай весьма редок.
Высота и острота "горбов", т. е. максимальных значений термо-
э. д. с. в р- и я-области, определяется шириной запрещенной зоны:
чем зона уже, тем меньше термо-э. д. с.
Следует, однако, учитывать, что неоднородности образцов (т. е.
локальные отступления от средней концентра-

Рис. 6.3. Зависимость термо-э. д. с. от
концентрации носителей в области
смешанной проводимости для полупро-
водников с различной шириной запре-
щенной зоны Д^о < < A<So" (°)
и зависимость электропроводности от
концентрации носителей (б).
ции доноров и акцепторов) также приводят к снижению термо-э. д.
с. не только в области смешанной проводимости, но и при
приближении к ней.
Из рис. 6.3, а видно, что зависимость концентрации носителей
от термо-э. д. с. неоднозначна: каждому значению а соответствуют
два значения я или р (яt и л2 и pj и р2).
На рис. 6.3, б приведена также зависимость электропроводности
от концентрации носителей, знание которой помогает судить о том,
в какой области концентраций (смешанной или примесной) мы
находимся.
На рис. 6.4 представлена температурная зависимость термо-э. д.
с. для ряда образцов полуметалла с различным содержанием
доноров или акцепторов, при этом сделано предположение, что
подвижность электронов больше, чем подвижность дырок *>; при
этих условиях электронные
*) При этом также сделано предположение, что эффективные массы и
механизмы рассеяния не зависят от температуры. При этих условиях (см. рис.
6.4) tg 0 = 3/2 (к/е).
306


образцы не меняют знака термо-э. д. с. в области собственной
проводимости, а дырочные меняют *>.
На рис. 6.5 представлены температурные зависимости термо-э.
д. с. для ряда образцов полупроводника с различным содержанием
доноров и акцепторов; в этом случае (т. е. при энергии активации
примесей, отличной от нуля) термо-э. д. с. падает при низких
температурах за

Рис. 6.4. Температурная зависимость термо-э. д. с. для ряда образцов
полуметалла с различным содержанием примесей: С п2 <
< Пз', pi < Р2 < Рз-
счет увеличения концентрации примесных электронов; затем
наступает участок логарифмического роста термо- э. д. с.,
соответствующий истощению примесей, и затем более крутое
падение в области собственной проводимости. При большой
концентрации примесей область истощения может отсутствовать.
Выше были представлены концентрационные и температурные
зависимости термо-э. д. с. для простой зонной структуры - одной
электронной и одной дырочной зоны, и для постоянных
эффективных масс дырок и электронов.
*) Более точно, согласно (6.42) термо-э. д. с. в области собственной
проводимости определяется не только соотношением подвижностей дырок и
электронов, но и соотношением эффективных масс.
20* 307


В действительности этот случай очень редко встречается на
практике.
Как уже упоминалось, в большинстве случаев энергетический
спектр и электронов и дырок имеет значительно более сложный
характер, и мы рассмотрим здесь, как это отражается на
термоэлектродвижущей силе.
В ряде случаев (в некубических кристаллах и в кубических,
если экстремум оасположен не в центре зоны Брил-

Рис. 6.5. Температурная зависимость термо-э. д. с. для ряда образцов
полупроводника с различным содержанием доноров (Nd) и акцепторов
(Na) : Ndi < Ni2< Ndz\ Nal<
< NaZ < Na3.
люэна) эффективная масса анизотропна. При этом, однако, можно
ввести эффективную массу плотности состояний
тпс = угт1т2т3, (6.43)
и с заменой т на твс выражения для а (6.37) и (6.39) остаются
прежними. Если имеется несколько (N) эквивалентных
эллипсоидов, то выражение (6.43) принимает вид
тпс = NVi Ymim2m3,
a (6.37) и (6.39) сохраняют тот же вид.
308


Таким образом, анизотропия и многоэллипсоидный характер
спектра не сказываются непосредственно на термо-э. д. с.
Совершенно иная картина будет, если мы имеем дело с
несколькими неэквивалентными экстремумами; в этом случае
следует вычислять термо-э. д. с. по общей формуле
""ТЗГ ' (6-45>
где а, и а; -"парциальные" термо-э. д. с. и электропроводность и
Предыдущая << 1 .. 100 101 102 103 104 105 < 106 > 107 108 109 110 111 112 .. 152 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed