3.1.1. Интринсични (сопствени)...
TRANSCRIPT
3. ПОЛУПРОВОДНИ МАТЕРИЈАЛИ
3.1. Механизам на проведување на струјата кај
полупроводните материјали
3.1.1. Интринсични (сопствени) полупроводници
Структурата на енергетските зони преставени на сл.2.41
припаѓа на чист полупроводник. Поимот “чист” треба да се
сфати условно, бидејќи идеално чист полупроводник е една
идеализација (и најчистиот полупроводник сепак содржи
извесно количество туѓи атоми). Таков полупроводник наречен
е уште и интринсичен полупроводник или безпримесен
полупроводник. Таквиот полупроводник има релативно висок
специфичен отпор и воглавно се користи како појдовен
материјал за изработка на т.нар. екстринсични (допирани,
примесни) полупроводници, како што ќе се види понатаму.
сл.3.1. Механизам на проводливоста кај интринсичен (чист)
полупроводник
Во фазата а една валентна врска се прекинува заради
термичкото движење. Еден електрон е ослободен, или со
други зборови, тој преминал од валентната во проводната зона,
оставајќи едно слободно ниво во валентната зона. На местото
на прекинатата валентна врска постои шуплина која се
однесува како позитивен електричен полнеж. На местото на
шуплината постои ниско енергетско ниво така што за сите
електрони кои се во близината постои веројатност да дојдат и
го зафатат тоа ниво, па така и за електронот . Но, ако постои
надворешно електрично поле, поверојатно е дека ќе се
оддалечи од , а во ниското енергетско ниво ќе дојде некој
соседен електрон одлево на сликата, градејќи друга шуплина на
своето место. Така, во фазите b и c објаснето е придвижувањето
на електронот и шуплината под дејство на
електричното поле.
1e
1e
1e1e
1h
1h
1h
1h
Битно е да приметиме дека кај интринсичен (чист)
полупроводник бројот на електрони и шуплини по единица
волумен (концентрацијата) е еднаков, .
3.1.2. Екстринсичен полупроводник од n тип
Екстринсичен полупроводник се добива со допирање
а ова значи внесување на многу мало количество туѓи атоми
во еден интринсичен полупроводник.
Ако туѓите атоми имаат поголем број валентни
електрони одошто атомите домаќини, (4 кај Si и Ge), се
работи за екстринсичен полупроводник од типот n,
бидејќи сега мнозински носители на товар ќе бидат
електроните. Вакви примеси се атомите на Фосфорот (P),
Арсенот (As) или Антимонот (Sb), кои имаат по 5 валентни
електрони и тие се користат за допирање во
полупроводниците од n тип.
pn
Наброените елементи се викаат уште и донори , бидејќи тие
даваат електрони во проводната зона. Донорите во кристалната
решетка се сместени во супституциска положба, сл.3.2.
provodna
zona
donorsko
nivo
valentna
zona
1,1 eV
~0,05eV
1,1
eV
сл.3.2: Механизам на
проводливоста кај n - тип
полупроводник
сл.3.3: Структура на енергетските
зони кај n тип полупроводник
(пример на Силицијумот)
Петтиот валентен електрон кој не може да оствари валентна
врска со атом домаќин, се наоѓа на доста повисоко енергетско
ниво одошто четирите останати. Затоа тој може лесно да го
напушти донорот, градејќи со тоа позитивен јон.
Допирањето со донори всушност во структурата на
енергетските зони се одразува со појава на една дополнителна
многу тесна зона на дозволени енергии поставени на ниво
наречено донорско ниво. Тоа ниво се наоѓа одма под
проводната зона, сл.3.3. Ова ниво ја претставува енергијата на
петтиот електрон кој е врзан со електростатички сили за
атомот донор. Многу малиот енергетски интервал кој го дели
донорското ниво од дното на проводната зона (обично 0.01 до
0,1 еV), покажува дека таа врска е многу слаба и петтиот
електрон всушност е квазислободен, односно тој може да се
ослободи под дејство на многу мали доведени енергии.
Донорскиот атом кој се јонизирал станува неподвижен
позитивен јон во кристалната решетка на полупроводникот.
3.1.3 Екстринсичен полупроводник од типот p.
Ако еден интринсичен полупроводник се допира со
туѓи атоми кои имаат помал број валентни електрони одошто
домаќинот, ќе се добие друг, т.н. p тип екстринсичен
полупроводник. Такви се атомите на Бор (B), Алуминијум
(Al), Галијум (Ga), Индијум (In). Тие имаат по 3 валентни
електрони и често се користат за оваа цел.
Туѓите атоми се викаат Акцептори, бидејќи тие ги
прифаќаат (акцептираат) електроните од валентната зона,
создавајќи празни енергетски нива во истата. Затоа сега
шуплините преставуваат мнозински подвижни носители на
товар.
И акцепторите се наоѓаат во супституциска положба во
кристалот, но сега ним им недостасува еден електрон за да
остварат четири валентни врски со своите соседни атоми од
домаќините.(сл.3.4) Со други зборови, постои едно празно
енергетско ниво со ниска енергија во близината на туѓиот атом.
Најверојатно е дека истото ќе биде пополнето со електрон кој
потекнува од некоја соседна валентна врска и кој ќе дојде под
дејство на енергијата на топлинските вибрации или евентуално
под влијание на страно наринато електрично поле. Овој премин
всушност е создавање на една шуплина која потоа може да се
движи.
сл.3.4: Механизам на
проводливоста кај p-тип
полупроводник
Празните енергетски нива предизвикани од туѓите атоми чинат
едно многу тесна дозволена енергетска зона наречена
акцепторско ниво поставено во непосредна близина над врвот
на валентната зона на основниот материјал, на типично
растојание од 0,01 - 0,1 eV. Со ова се објаснува преодот на
електроните од валентната зона на енергетски нива на
акцепторите и при мали енергетски побуди.
~0,05 e V
1,1 eV
provodna
zona
akceptorsko
nivo
valentna
zona
сл.3.5: Структура на енергетските зони
кај p-тип полупроводник (пример на
Силицијумот)
При ова акцепторскиот атом станува
неподвижен негативен јон, а во валентната
зона се формира подвижна шуплина како
носител на електричен товар.
3.1.4. Концентрација на електроните во интринсичен
полупроводник (формулите не треба да се памтат!)
Електроните кои се наоѓаат во проводната зона од
полупроводникот најверојатно се наоѓаат во долниот дел на
истата, бидејќи функцијата на Ферми - Дирак многу брзо
опаѓа и клони кон нула при повисоки енергии. Во тоа
подрачје, функцијата Z(k) (сл.2.37) се изедначува со една
парабола. Ефективната маса на електронот практично е
константна. Гледаме дека важат истите услови како при
пресметката на густината на состојбите за слободните
електрони. Равенката 2.58 ја прима формата:
mn
*
C
m
hn
n
4 2
3
2
3
Z C W Wn c
при што е
(3.1)
(3.2)
Каде ја означува енергијата на дното на проводната зона.
Концентрацијата n на електроните присутни во
проводната зона е:
Wc
n Z W F W dW C W WW W
k T
dWn
W
c
W F
B
c c
( ) ( )
exp
1
1(3.3)
Решението на оваа равенка може да се најде во подетална
учебничка литература. Таму се користат и некои оправдани
упростувања. Не сакајќи да се занимаваме со детали кои би ни
го одвлекле вниманието од главната поента, да го дадеме
конечното решение:
n NW W
k Tc
c F
B
exp
(3.8)
Гледаме дека зависи од (ширината на
забранетата зона) но и од T.
nFc WW
при што е: N
m k T
hc
n B
22
2
3
2 (3.9)
Овој број благо зависи од . T
На 20оC и за , се добива: m mn n
=2,42.1025m-3 N c (3.10)
Силицијумот има 5,0.1028 атоми во m3. Бидејќи забранетата зона
му е 1,12 eV, равенката (3.8) дава на 20оC n = 5,7.1015 m-3. Ова
значи еден слободен електрон на секои 9.1012 атоми.
3.1.5. Концентрација на шуплини во интринсичен
полупроводник (формулите не треба да се памтат!)
Пресметката на концентрацијата на шуплините е во се
слична со начинот опишан во претходната точка. Шуплините
најверојатно се наоѓаат при врвот на валентната зона. Во оваа
област обликот на функцијата исто така има изглед на
парабола. По аналогија на 3.1. е:
WZ
Z W C W Wp v( ) (3.11)
при што е
C
m
hp
p
4 23
2
3
(3.12)
каде со е означен врвот (таванот) на валентната зона, а
e ефективната маса на шуплините, практично константна во
интервалот на енергии кои се посматраат.
vW mp
*
Концентрацијата p на шуплините во валентната зона е:
p Z W F W dWo
Wv
( ) ( )1 (3.13)
(изразот е веројатност нивото да не е запоседнато
со електрон, т.е. да е шуплина).
На сосема сличен начин како претходно, решението на равенката
(3.13) е најдено и тоа е:
1 F W( ) W
p NW W
k Tv
F v
B
exp
Nm k T
hv
p B
22
2
3
2при што е
(3.17)
(3.18)
3.1.6. Положба на Фермиевото ниво кај интринсичен
полупроводник (формулите не треба да се памтат!)
Во интринсичен полупроводник концентрацијата на
електроните во проводната зона еднаква е на концентрацијата
на шуплините во валентната зона. Користејќи ги равенките
(3.8) и (3.17) се добива:
NW W
k TN
W W
k Tc
c F
B
v
F v
B
exp exp
(3.19)
Ако се познати енергиите и може да се најде .
Логаритмирајќи ги двете страни на 3.19 се добива: Wc Wv WF
ln lnNW W
k TN
W W
k Tc
c F
B
v
F v
B
*
*
ln22
3
2n
pBvc
Fm
mTkWWW
и земајќи предвид и (3.9) и (3.18):
(3.20)
(3.21)
Дури и при релативно големи разлики на и , вториот
член од (3.21) е мал во однос на . Така
заклучуваме дека кај интринсичен полупроводник
Фермиевото ниво се наоѓа во средината на забранетата зона
(идеално при ).
mp
* mn
*
W Wc v / 2
T 0
Забелешка: Интересно е дека не е неопходно да се знае за
да се пресмета или кај интринсичен полупроводник. За
ваков полупроводник важи:
WF
n p
n n pi (3.22)
Од (3.8) и (3.17) се добива:
Tk
WexpNN
Tk
WWexpNNn
B
g
vc
B
vc
vc
2
i(3.23)
Гледаме дека Фермиевата енергија исчезна од овој израз.
Ширината на забранетата зона напротив,
игра клучна улога, што требаше и да се очекува. vcg WWW
3.1.7. Правило за производот pn
Екстринсичниот полупроводник се разликува од
интринсичниот според положбата на Фермиевото ниво во
забранетата зона, како што ќе се види во следната точка.
Равенката (3.23) во која не фигурира , исто така е на сила и
за екстринсичен полупроводник. Во таков полупроводник е
различно од , но според (3.23) нивниот производ е
константен при зададена температура и независен од
допирањето :
WFn
p pn
pn ni 2 (3.24)
Оваа релација се вика правило за производот и е многу
важно при проучувањето на екстринсичните полупроводници.
За интринсичен полупроводник таа релација е очигледна, а за
екстринсичен, да ја примиме без доказ.
pn
3.1.8. Положба на Фермиевото ниво во екстринсичен
полупроводник
Да посматраме општ случај кога еден полупроводник
содржи и донори и акцептори. Пред допирањето
полупроводникот е електрички неутрален. И додадените
допирачки атоми исто така се електрички неутрални, па
според тоа и полупроводникот во целина ќе биде неутрален.
Овој факт ни овозможува да го одредиме Фермиевото ниво во
допиран полупроводник. Нека ги усвоиме следните ознаки:
- концентрација на донори; - енергија на донорското
ниво;
и - соодветните величини за акцепторите.
N d Wd
N a Wa
Негативни товари постојат на следните места:
- Во проводната зона - електроните, со концентрација
според (3.8);
- На акцепторското ниво (неподвижни јони) чија
концентрација е (3.25)
Позитивни товари постојат на следните места:
- Во валентната зона - шуплините. Нивната
концентрација дадена е со (3.17).
На донорското ниво (неподвижни јони) чија
концентрација е:
N N F Wa a a
( )
N N F Wd d d
1 (3.26)
Изразите (3.25) и (3.26) може да се упростат на ист начин и под
исти претпоставки како што се упростија и изразите за и
во претходните точки, што се однесува до изразот за функцијата
на Ферми - Дирак. Сега условот за неутралност на
полупроводникот ќе биде:
n p
NW W
k TN
W W
k TN
W W
k TN
W W
k Tc
c F
B
a
F a
B
F v
B
d
d F
B
exp exp exp exp
1 1
(3.27)
Равенката (3.27) може лесно нумерички да се реши, но корисно е
да се има аналитичко решение кое може да се добие ако се
направат следните упростувања:
- Се зема предвид дека и обично се
многу поголеми од , така што равенката (3.27) ја прима
формата:
W WF a W Wd F
TkB
NW W
k TN N
W W
k TNc
c F
B
a v
F v
B
dexp exp
(3.28)
Равенката (3.28) може пократко да се запише:
n N p Na d (3.29)
(На собна температура па и малку пошироко, сите донори и
акцептори се јонизирани!).
Како второ упростување, да се ограничиме само на случајот кој е
единствено и важен за праксата според кој . Доволно е
да постои само мала разлика во и па тоа силно да се
одрази на и , така што тие да се разликуваат за неколку
реда на големина. Ако е , концентрацијата на
шуплините е занемарлива во однос на концентрацијата на
електроните. Тогаш решението на (3.28) се добива едноставно
земајќи логаритам од двете страни на равенката. Така се добива:
W W k TN
N NF c B
c
d a
ln (3.30)
Ако е , ќе биде обратно, концентрацијата на
електроните ќе биде занемарлива во однос на концентрацијата
на шуплините. Сега од (3.28) ќе добиеме
W W k TN
N NF v B
v
a d
ln (3.31)
N Na d
N Nd a
N d N a
n pN Nd a
Од сликата 3.6 заклучуваме дека во широка област на
температури се менува линеарно со температурата, во
согласност со (3.30) и (3.31)
WF
сл.3.6: Положбата на Фермиевото ниво во екстринсичен полупроводник
(Силицијум)во функција од температурата. Параметар е концентрацијата на
донори односно акцептори.
3.1.9. Однесување на екстринсични полупроводници
на екстремни температури
Промената на прикажана на слика 3.6 го објаснува
однесувањето на екстринсичните полупроводници при
екстремни температури.
При ниски температури Фермиевото ниво во
полупроводник од n тип се наоѓа меѓу дното на проводната
зона и донорското ниво. Според тоа, полупроводникот се
однесува како интринсичен полупроводник чиј донорски ниво
ја игра улогата на валентна зона.
Во полупроводник од p тип се наоѓа меѓу врвот на
валентната зона и акцепторското ниво. Полупроводникот се
однесува како интринсичен полупроводник чие акцепторско
ниво игра улога на проводна зона.
WF
WF
На високи температури, Фермиевото ниво се стреми кон
средината на забранетата зона и кај полупроводниците од n и од
p тип. Според тоа, сега обата вида полупроводници се
однесуваат како интринсични полупроводници.
Во проводната зона, (кај типот n), бројот на електрони кои
потекнуваат од преодите од валентната зона далеку ги
надминува електроните кои потекнуваат од донорите.
Важи и обратното, концентрацијата на шуплините во валентната
зона (кај p типот) кои се последица на премин од валентната во
проводната зона, далеку ја надминува концентрацијата на
шуплини заради присуството на акцепторите.
3.1.10. Зафатеност на зоните кај полупроводниците.
Зафатеноста на зоните кај еден полупроводник одредена
е преку густината на состојби, распределбата на Ферми Дирак и
нивото и шематски е преставена на сл.3.7. Приметуваме
дека кај полупроводниците од n тип огромен е уделот на
електроните во проводната зона а кај типот p уделот на
шуплините во валентната зона.
WF
сл.3.7
Концентрацијата на електроните и шуплините во екстринсичен
полупроводник се пресметува на следниот начин. Нека со
и се означат овие величини кај полупроводниците од n
и p тип соодветно. За пример да посматраме прво случај на n
тип полупроводник . Со помошта на равенките (3.24)
n pn n,n pp p,
2
inpn
da NpNn
добиваме систем од две равенки со 2 непознати, (попрецизно
) и (попрецизно ). Да решиме отпрво по :
nnn p pn nn
n N N N N nn d a d a i
1
24
2 2 (3.32)
Познато е дека . Освен тоа важи и .
Следува:
n ni n2 ad NN
. ; 2
dindn NnpNn
На аналоген начин се добива:
aipap NnnNp 2 ;
(3.33)
(3.34)
Како заклучок би можеле да речеме:
-Во полупроводник од n тип концентрацијата на
електроните приближно е еднаква на концентрацијата на
донорите.
Во полупроводник од p тип, концентрацијата на шуплините
приближно еднаква е на концентрацијата на акцепторите.
3.1.11. Проводливост на полупроводниците
Проводливоста на еден полупроводник се добива со
сумирање на уделот и на електроните и на шуплините. За секој
вид носители на товар важат изведувањата од точката 2.2 и
равенката (2.10):
ne pen p (3.35)
Подвижноста на шуплините се дефинира на ист начин како
и подвижноста на електроните Секоја од овие
подвижности има две компоненти. Едната, и зависи
од взаимодејството на носителите и фононите. Другата, и
зависи од взаимодејството на носителите со други
видови дефекти на кристалот, кои овде се пред се јоните на
допирачките елементи - примесите.
p
np ph, n ph,
n im,
p im,
Равенките (2.9) и (2.23) овде го даваат правилото за собирање
на овие величини:
1 1 1
s s ph s im
, ,
(3.36)
каде индексот s ги опфаќа алтернативно n односно p.
Пресметката на и е комплицирана задача. Во функција
од температурата овие величини вака се зависни (симболот
значи пропорционалност):
s ph,s im,
s ph T, 3
2
s im imN T, 3
2
(3.37)
(3.38)
Во (3.38) ја претставува концентрацијата на туѓите атоми.
Изразите (3.37) и (3.38) се во согласност со размислувањата од т.
2.2.2 за металите, т.е. взаимодејството на носителите со
примесите преовладува при ниски температури, а
взаимодејството со фононите преовладува на повисоки
температури, сл.3.8.
При обични температури, логаритамот на отпорноста се менува
прилично линеарно во функција од логаритамот на
концентрацијата на туѓите атоми, сл.3.9.
N im
сл 3.9: Отпорот на Si и GaAs на 300К во функција од концентрацијата на
допирачките елементи
Ако кристалот содржи само донори ( -спроводливост), под
претпоставка дека >> ; , (ова значи дека
концентрацијата на електроните е еднаква на концентрацијата
на донорите, бидејќи секој донор го дава својот електрон и
проводливоста заради сопствените термички генерирани
носители се занемарува).
Во полупроводник електроните се мајоритетни носители,
додека шуплините се многу малку присутни (тие се
миноритетни носители, . Сега проводливоста
приближно е еднаква на:
ndN
in dNn
n
di Nnp /2
ndeN
Сосема аналогно важи за - полупроводниците ( );
, па според тоа концентрацијата на шуплините е
приближно еднаква на концентрацијата на акцепторите, бидејќи
секој акцептор генерира по една шуплина.
Овде шуплините се мнозински, а електроните се малцински
носители. За проводливоста на - полупроводниците имаме:
p ia nN
aNp
p
paeN
Точниот однос меѓу концентрациите на електрони, шуплини,
донори и акцептори во еден полупроводник се добива од
условот за неутралност.
Имено, кристалот како целина е неутрален (ненаелектризиран)
и затоа сумата на позитивните и негативните товари е еднаква:
Ако на ова се додаде и односот
која важи како за сопствените така и за допираните
полупроводници, може поточно да се определи проводливоста
кај сите случаи на дотирани полупроводници, откако претходно
се определи концентрацијата на мнозинските и малцинските
носители.
ad NnNp
2
innp
3.1.12 Температурна зависност на проводливоста
Температурната зависност на специфичната проводливост кај
полупроводниците е резултат на температурната зависност и на
концентрацијата и на подвижноста на носителите. Притоа
доминира зависноста на концентрацијата на носителите од
температурата. На сликата 3.10 дадена е таа зависност. При
многу високи температури доминира сопствената проводливост
независно од допирањето и важи . n p n Ti
Сл. 3.11а. Температурна зависност на
концентрацијата на носители во -
проводлив Силицијум (цела линија) и во
сопствен(чист) Силицијум (испрекината
линија)
n
При пониски температури, каде преовладува проводливоста
заради примесите, имаме две подобласти на зависност: 1)-
Подрачје на исцрпеност на примесите, а ова значи дека
темпертурата е доволно висока и сите атоми на примесите се
јонизирани ( ). n N p Nd a ,
Ова е исполнето кај мнозинството на полупроводни компоненти,
на собна и блиски до неа температури.
2)- Подрачје на резерва на примесите, т. е. термичката енергија
не е доволна за да ги јонизира сите примеси. Овде
концентрацијата на подвижните носители на електрицитетот е
зависна од температурата според следната пропорционалност:
n e
W
k T
d
B
2p e
W
k T
a
B
2односно
(3.39)
сл.3.10. Температурна зависност на
концентрацијата на електроните за
Силицијум при
и
N cmd 1014 3
N cmd 108 3
На горната слика нагибот на правиот дел лево на кривата
одговара на енергијата на забранетата зона (подрачјето на
сопствена проводливост) и правиот дел десно - на енергијата на
примесното ниво (донорско или акцепторско, во подрачјето на
примесната проводливост).
Што се однесува пак за температурната зависност на
подвижноста на носителите, видовме (равенки 3.37 и 3.38)
дека при високи температури доминира влијанието на
фононите (судири со решетката) а при ниски - судири со
примесите.
Така, на некоја температура имаме максимум за подвижноста
на носителите. Положбата на тој максимум се поместува кон
повисоките температури со порастот на допирањето.
сл. 3.11. Зависност на
проводливоста на
Силицијумот од
температурата при разни
концентрации на примеси.
Конечно, на сликата 3.11 дадена е температурната зависност на
специфичниот отпор за Силицијумот. Гледаме дека текот на
кривата практично е ист со текот на зависноста на
концентрацијата од претходната слика. Ако допирањето е слабо,
и ако се посматра подрачјето на исцрпеност на примесите, таму е
и па полупроводникот се однесува исто како и
металите. Но на високи допирања, кога е , и
коефициентот . (негативен температурен коефициент
на отпорот).
d dT / 0 d dT / 0
d dT / 0d dT / 0
3.1.13 p-n преод
Во основа на многу примени на полупроводниците се
наоѓа p-n преодот. Овде ќе ги спомниме само неговите
основни својства.
Под p-n преод ја разбираме внатрешната граница меѓу
полупроводнички кристали од p и n тип. За да се добие p-n
преод не е доволно само да се додирнат два кристали од p и n
тип. Граничните површини на кристалите се богати со
дефекти па на овој начин има недостатоци. За остварување на
p-n преодот разработени се специјални технологии со
помошта на кои се остварува премин од монокристал од
едниот кон монокристал од другиот тип, при што бројот на
дефектите во граничниот премин е минимален. Такви
технологии се на пример следните:
Промена на легирањето од еден со друг вид примеси уште
додека монокристалот расте од растопена фаза на основниот
материјал;
Користење на процесот на дифузија за воведување на двата вида
примеси, при што во внатрешноста се добива граница на која се
изедначуваат концентрациите на секој од нив;
Користење на т. н. епитаксијален раст, при кој на загреаната
површина од кристал од n - тип се напарува основен материјал
и акцептор, така што започнува пораст на кристал од p - тип и
други начини. Овие технологии се во постојан развиток.
На сликата 3.12а прикажани се енергетските зони и нива
на две парчиња полупроводник од p и n тип, а на сликата
3.13б истите зони кога тие парчиња се обединети во
монокристал со p-n преод.
Сл. 3.12: Изглед на енергетските зони пред и по формирање на p-n преодот.
Видовме дека Фермиевото ниво кај полупроводниците од n тип
е близу до проводната зона, а кај p - тип - близу до валентната
зона. Со на сликата обележана е средината на забранетата
зона, односно, тоа е положбата на Фермиевото ниво за случај на
сопствен полупроводник. Ако во p-n преодот обата дела ( и p и
n делот) се во топлинска рамнотежа (имаат исти температури),
Фермиевото ниво станува заедничко за обете области. Ова
доведува до искривување на валентната и проводната зона и
создавање на контактна разлика на потенцијал.
Wi
Постоењето на контактна разлика на потенцијал може
физички да се објасни со едноставен модел на p-n преод од
сл.3.13. На првата слика двете парчиња кристал се прикажани
одвоено. Сите акцепторски и донорски нивои се јонизирани и
прикажни со со кругчиња со впишан знак минус за
акцепторите и плус за донорите. Тие се неподвижни товари во
кристалната решетка. Со мали крукчиња се прикажани
подвижните носители: - шуплините (празни кругчиња) и
електроните (исполнети кругчиња).
сл.3.13: Распределба на електрицитетот
во полупроводници од p и n тип пред и
по формирањето на p-n преодот.
Кога парчињата се сврзат во p-n преодот, бидејќи
концентрациите на носителите во нив не се исти, ќе настане
дифузија. Ќе дифундираат и шуплините и електроните и
околината на p-n преодот ќе осиромаши од обата вида
носители, а ќе останат неподвижните донори и акцептори кои
се јонизирани. На тој начин ќе настане една преодна област од
просторен товар. Обата дела и пред сврзувањето и потоа се
електрично неутрални, а едниствена разлика е што во p-n
преодот се јавува едно внатрешно или “вградено” електрично
поле , со смер како на сликата и кое е усмерено од делот со
n - проводливост, кон делот со p - проводливост.
E
Ова вградено поле се противи на натамошното дифундирање
на носителите. Во состојба на равнотежа, јачината на ова поле
е токму толкава, што се запира дифузионото движење на
носителите. Преодната област се вика уште и бариерна
област. Ширината на оваа област е од редот 10-6m.
Може да се докаже (види подетални курсеви) дека
контактната потенцијална разлика е:
U U U UN N
nUk n p T
a d
i
B ln2
(3.40)
каде е термички напон а е напонот на
бариерата а и се парцијалните потенцијални
разлики за секој дел посебно.
U k T eT B / U B
UnU p
Се докажува дека важи:
p p en p
U
U
k
T
n n ep n
U
U
k
T
и (3.41)
Ако на бариерата се доведе надворешен напон , на пример
во спротивен смер во однос на контактната потенцијална
разлика (напонот е приложен од p кон n ), тогаш напонот на
бариерата ќе се промени:
U
U U UB k (3.42)
Гледаме дека позитивниот надворешен напон го намалува
напонот на бариерата . Заради ова ќе се промени и односот
на концентрациите на носителите од едната и од другата страна
на бариерата.
U B
p p e p en p
U U
U
n
U
U
k
T T0
(3.43)
каде со означена е концентрацијата на малцинските
носители (шуплините) во n - областа, но веднаш на почетокот
на преодната област, односно на почетокот на неутралната
област, а е нивната рамнотежна концентрација дадена со
изразот (3.41). Ако нема надворешен напон, тогаш е .
Гледаме дека во овој случај се намалува бариерата (равенка
3.42). Тогаш концентрацијата на малцинските носители покрај
преодната област расте експоненцијално со порастот на
напонот.
сл.3.14: Распределба на малцинските носители при а)-позитивен и б) -
негативен напон на преодот. Концентрацијата на мнозинските носители
практично не се менува со надворешниот напон.
pn 0
pn
p pn n0
Обратно, при (напонот приклучен од n кон p),
бариерата се зголемува ( ), концентрацијата на
малцинските носители при почетокот на преодната област
експоненцијално опаѓа со порастот на напонот. Во праксата,
веќе при -0,2V оваа концентрација практично е еднаква на
нула.
U 0U U UB k
Се што се разгледуваше за шуплините во n - областа, важи и
за електроните во p- областа, како малцински носители:
n n ep p
U
UT0 (3.44)
каде е нивната рамнотежна концентрација. n p
Намалувањето на концентрацијата на малцинските носители со
оддалечувањето од бариерата при е заради
рекомбинацијата на малцинските носители со помош на
мнозинските. Подалеку од бариерата нема да постојат
зголемени концентрации на малцинските носители, бидејќи
сите кои минале низ бариерата - се рекомбинирале.
U 0
Се докажува дека срујата низ p-n преминот при позитивен
напон на бариерата е:
J J es
U
UT
1 (3.50)
каде е струјата на заситување за инверзна поларизација
на p-n преодот J s
Зависноста (3.50) прикажана е на сликата 3.15 и таа се вика
статичка карактеристика на p-n преодот (важи за спори промени
на напонот).
сл.3.15: Статичка карактеристика на p-n преодот
Од сликите гледаме дека при струјата низ p-n
преодот е голема, а падот на напонот е мал (и отпорот е мал).
Се вели дека p-n преодот е поларизиран пропусно или
директно. Обратно, ако е струјата е мала иако
приложениот напон е голем и отпорот е голем. Велиме дека
p-n преодот е поларизиран инверзно или непропусно.
Одовде гледаме дека p-n преодот има усмерувачка
кактеристика. Ако се направат приклучоци - изводи, тој
преставува диода. Приклучокот сврзан на p-областа е анода,
а другиот - катода.
U 0
U 0
Друг важен параметар на p-n преодот е инверзниот пробивен
напон при кој доаѓа до нагло растење на инверзната
струја, сл.3.16.
U p
сл.3.16: Статичка карактеристика со прикажан пробивен напон
Постојат два механизма на пробивот кај p-n преодот. Првиот е
познат како тунелски или зенеров пробив. Тунелскиот пробив
се состои од раскинување на ковалентните врски и брз пораст
на електричната проводливост, а во моделот на енергетските
зони нему му одговара префрлање на електроните од
валентната зона во проводната заради јакото приложено поле.
Тунелскиот пробив е поверојатен при високодопирани p-n
преоди и при услови на многу тесна бариера (10-8m) и при ова
треба да биде исполнет условот за достигање на критична
јачина на електриното поле од околу 106V/cm. Ова одговара на
пробивен напон од околу 1 V. При повисоки напони и
тунелскиот пробив може да премине во лавински.
Лавинскиот пробив настанува ако постои можност за
секундарна јонизација. Ова значи кинетичката енергија на
движењето на електронот да е толкава, што електроните вршат
јонизација на атомите од основниот материјал.
Тунелскиот пробив се искористува кај таканаречените
зенерови диоди кои служат за стабилизација на напонот и за
заштита од пренапони на нисконапонски кола.
Кога p-n преодот е поларизиран инверзно се манифестира и
како капацитет. Бариерната област е без присуство на
подвижни носители, има висок отпор (ред величина мегаоми)
а содржи и јонизирани товари (акцептори и донори) со
спротивен поларитет поставени на одредено растојание.
Според тоа, таа ги содржи сите својства на кондензатор. Ако
инверзниот напон се зголемува, бариерната област се шири и
се наголемува колиечството на врзани товари - настанува
полнење на кондензаторот. Обратно е при намалувањето на
инверзниот напон. И ова својство на p-n преодот се користи
во електротехниката. Отпорноста на p-n преодот во инверзен
смер е висока, а во пропусен смер - мала. Сепак, заради
нелинеарноста, во пропусен смер мораме да разликуваме
статички и динамички отпор. Статички е отпорот кој p-n
преодот го има при еднонасочна струја, а динамички - при
наизменична. Обата отпори се означени на сликата 3.15.
3.2 Добивање, својства и примена на полупроводните
материјали
Структурата на зоните кај полупроводниците,
особено ширината на забранетата зона зависи и од видот
на кристалната структура и од природата на атомите.
Во полупроводните материјали припаѓаат следните
класи материјали:
1. Елементи од IVB група на Периодниот систем
(Елементарни полупроводници). Овие имаат дијамантска
кристална решетка, сл.1.22а. Добар преглед на елементарните
полупроводници дава сликата 3.17. Најважни полупроводници
се Si, Ge, Se. Овде се вбројуваат и елементите Бор, Телур и
Јагленород, Фосфор, Арсен и Калај. Арсенот и Калајот имаат
полупроводни модификации, но тие не се важни во
полупроводничката
сл.3.17: Елементите од II
до IV група на периодниот
систем
2. Полупроводни соединенија, формирани од елементите кои
припаѓаат на групите IIIB и VB или на групите IIB и VIB од
Периодниот систем, но и други комбинации на елементите од
p- блокот елементи од Периодниот систем, сл. 3.17).
Во првонаведената класа припаѓаат Германијумот и
Силицијумот кои имаат најголема техничка важност. Кај нив
врската меѓу атомите е од ковалентен тип. Енергијата на врската
кај Германијумот е помала одошто кај Силицијумот, и ова се
одразува на ширината на забранетата зона DW која кај
Германијумот е помала одошто кај Силицијумот, таб. 3.1.
За да се добијат полупроводници од p тип, Силицијумот и
Германијумот се допираат со елементите од IIIB група, а за да се
добијат полупроводници од n тип - со елементите од VB група.
Табела 3.1
елемент Ge Si C (дијамант)
DW, eV при 20оC 0,66 1,12 5,3
Полупроводничките компоненти базирани на Силицијумот
може да работат до температури од 200оC, додека оние
базирани на Германијумот - само до температура од околу
100оC. Тоа се должи пред се на пошироката забранета зона кај
Силицијумот, бидејќи заради ова поголема е и температурата
на која материјалот во допирана состојба би се однесувал како
интринсичен, и на тој начин би престанало функционирањето
на преодот.
Еден поцелосен преглед на полупроводните соединенија
составени од два елементи даден е на сликата 3.18 .
II III IV IV V VI
II - IV (Zn, Cd, Hg so
III - V (Al, Ga, In, P, As, Sb) so
Mg2Si, Mg2Ge SiC, Ge/Si
Zn3As2, Cd3As2
Sb2S3Sb2Te3, Bi2Te3
PbO, PbS, PbSe, PbTe
сл. 3.18: Шематска престава на бинарните полупроводнички
соединенија
Ако ги погледнеме соединенијата полупроводници формирани
од елементите од групите IIIB и VB, ќе видиме дека се пружа
широк избор на ширини DW на забранетата зона и
подвижностите mn и mp, табела 3.2. Сите овие соединенија ја
имаат сфалеритната кристална структура која се добива од
дијамантската но со замена на јагленородните атоми со атоми од
елементите од IIIB и VB група, така што секој атом од една
група се наоѓа во центарот на тетраедар во чии врвови се
атомите од другата група, сл.1.22b.
сл.1.22 Структура на дијамантот лево, и цинковата бленда (ZnS) десно
Во ваквиот кристал, валентните врски поседуваат главно
ковалентен карактер, но присутна е и јонска компонента (5 до
10% од енергијата на врската). Оваа компонента придонесува за
зголемување на енергетската разлика на забранетата зона во
однос на забранетата зона кај чист полупроводник од IVB
група.
На пример, кај GaAs е = 1,42 eV, додека кај Ge кој се наоѓа во
периодниот систем меѓу Ga и As, ширината на забранетата
зона е = 0,66eV. Кај соединенијата II-VI уделот на
јонската врска е уште поголем (кристална структура вурцит,
хексагонална)
WD
мат
еријал DW
eV
mn
m2/Vs
mp
m2/Vs
AlSb 1,60 0,040 0,020
GaAs 1,42 0,85 0,045
InP 1,27 0,60 0,016
GaSb 0,70 0,50 0,085
InAs 0,33 2,3 0,010
InSb 0,18 8,0 0,070
Табела 3.2
Добивањето на полупроводните соединенија за примена во
електротехниката е многу посложено одошто добивањето на
елементарните полупроводници како што се Ge и Si. Во овој
случај, покрај високиот степен на чистота (отсуство на
примеси), се бара и погодување на точната концентрација на
атомите од двата елементи кои треба да реагираат
(обезбедување на точен т.н. “стехиометриски однос” на
елементите кои треба да реагираат).
Имено, одстапувањето од потребната концентрација на
конституирачките елементи не треба да надмине вредност
еднаква на редот на величина на допуштената концентрација на
примеси. Ова е од причина што ако концентрацијата на атоми
од IIIB група е нешто помала од концентрацијата на атоми од
VB група, би се јавиле празнини во положбите кои нормално
би требало да ги зафаќаат атомите од IIIB група. Овие празнини
се однесуваат како акцептори. И обратно, ако има недостаток на
атоми од VB група, празнините ќе се однесуваат како донори.
Галијум Арсенидот е еден од најактуелните полупроводни
соединенија. Тој многу се користи во оптоелектронски
компоненти. Неговата предност е релативно големата
забранета зона и при тоа истовремено и донорското и
акцепторското ниво се наоѓаат многу близу до проводната
односно до валентната зона. Како резултат на тоа се добива
можност за високи работни температури на компонентите
изработени врз база на него и голема ефикасност на
допантите при амбиентна температура.
Галијум Арсенидот може да се допира со
Германијум, при што со соодветен термички третман
неговите атоми заземаат супституциски положби. Ако се
супституираат атоми од IIIB група (Ga) се добива GaAs од
типот , а ако се субституираат атомите од VIB група
(As) ќе се добие GaAs од типот . n
p
Кај полупроводни соединенија составени од елементите кои
припаѓаат на IIB и VIB група, уделот на јонската врска во
вкупната енергија на врската е уште поголем. Затоа и
ширината на забранетата зона е уште поголема.
Преставници на овие соединенија се CdS, CdSe, CdTe. Тие
често се користат како детектори на светлосно зрачење или
инфрацрвено зрачење. (CdTe).
Според распоредот на атомите, разликуваме кристални
и аморфни полупроводници. Кристалните пак од своја страна
може да бидат монокристални и поликристални.
WD
3.2.1 Постапки за добивање на полупроводни материјали
Полупроводните материјали од кои се градат
полупроводните компоненти треба да ги имаат следните
својства:
- Голема хемиска чистота, без која ефектот на
допирањето кое се остварува во многу мали концентрации не
би можел да се манифестира.
Нужна е голема перфекција во кристалната
структура, односно одсуство на дефекти кои би довеле до
појава на дополнителни енергетски нива. Ако на пример во
еден p-n преод би се јавила една граница на зрната,
исправувачкиот ефект би исчезнал или многу би се намалил.
Исто би делувала и зголемена концентрација на дислокации.
сл.3.19: Зонско топење - шематски приказ
Големата хемиска чистота се постига со методата на зонско топење
(сл.3.19)
При зонското топење, цилиндрично парче од
полупроводничкиот материјал се става во графитно садче.
Завојница со високофреквентна струја полека се движи така што
го опфаќа садчето заедно со полупроводникот. Во
полупроводникот се индуцираат Фукоови струи кои
предизвикуваат локално топење на полупроводникот.
При придвижувањето, растопената зона ги повлекува
нечистотиите од полупроводникот, бидејќи во стопениот дел
тие полесно се раствораат. Оцврстениот дел на тој начин се
пречистува, а нечистотиите се однесуваат на крајот од шипката
од материјалот, од каде се одстрануваат со отсекување.
Постапката треба да се обави во контролирана атмосфера за да
се одбегне загадување кое би дошло од атмосферата.
Со едно поминување на греачот преку полупроводникот
концентрацијата на нечистотии само се намалува, а не се
одстранува докрај. Затоа, потребно е постапката да се повтори
повеќе пати. Обично тоа се обавува на тој начин,што
високофреквентниот греач има повеќе групи навивки на
извесно растојание, па истовремено постојат повеќе стопени
зони.
Откако се постигне потребната хемиска чистота,
потребно е да се обезбеди и потребната кристална совршеност,
односно да се добие полупроводникот во вид на големо парче
монокристал. Обично за ова се користи методата на Чохралски,
сл.3.20.
При оваа метода, полупроводникот се наоѓа во стопена
состојба во сад при температура малку повисока од точката на
топење. Мал монокристал наречен “ семе “ од истиот
полупроводник каков се извлекува и ориентиран во саканиот
правец, прицврстен е на крајот од едно вретено и ставен во
контакт со површината на растопениот полупроводник.
Отпрво се остава семето лесно површински да се растопи со
цел да се натопи од сите страни со течниот полупроводник.
Притоа преку вретеното се одзема извесно количество
топлина, така што ќе започне оцврстување на слоевите околу
семето во продолжение на кристалните оски, односно ќе
почне кристалот да “расте” или да се “извлекува”.
сл.3.20: Извлекување на монокристал според Чохралски
Во ова фаза вретеното се става во многу спора ротација и уште
поспоро дигање нагоре, така што секогаш се одржува
меѓуспојот цврсто тело - течност во близината на површината.
Со ротацијата се спречува постоење на температурни
разлики кои би го нарушиле правилното формирање на
кристалот. На ваков начин се растат шипки од
монокристален полупроводник со дијаметар до 10 cm и со
должина до 1 m. Потоа од монокристалот се сечат тенки
плочки врз кои се градат полупроводните компоненти,
диоди, транзистори, интегрирани кола.
3.2.2 Примена на полупроводниците
Полупроводниците имаат голема и многустрана примена.
Ние свесно ќе го избегнеме описот на примената во градбата
на полупроводни компоненти за електрониката како што се
транзисторите, интегрираните кола и други, каде се јавуваат
полупроводниците во и монокристална форма. Тие примени
се изучуваат во други предмети (Електроника).
Поликристалните полупроводници се користат за
изработка на отпори со нелинеарна карактеристика напон
- струја или пак за отпорници чија отпорност силно
зависи од делувањето на наворешни влијанија, како што е
температура, светлина, магнетно поле. Овие последниве
се уште познати како сензори.
Отпори зависни од напонот. Овие се уште познати со
ознаката VDR отпорници (Voltage dependent resistors) или
“варистори#. Во суштина тие се направени од
полупроводлив прашок (SiC или ZnO) кој се формира и
пресува во форми со помошта на врзивно средство и
потоа се синтерира (пече) на висока температура.
Нелинеарноста на карактеристиката напон - струја се
засновува на променливата потенцијална бариера на
границите меѓу одделни зрнца. Една типична
карактеристика е преставена на сликата 3.21а (линеарна
поделба на оските) и сликата 3.21б (логаритамска поделба
на оските). Како што може да се заклучи од сликата 3.21б,
зависноста за може приближно да се изрази како:
I AU
Каде . Константите и до извесна граница може
да се управуваат со димензиите и условите при изработката
(технологијата). Најчеста област на примена на VDR
отпорниците е заштитата од пренапони (например кај
водовите и построенијата за висок напон во енергетиката,
кај таканаречените “вентилни одводници на пренапони# и за
стабилизација на напонот во слабострујната техника.
3 A
сл.3.21: Карактеристика напон - струја на еден отпорник од
SiC (Силицијум Карбид) а)- оски со линеарна поделба; б) -
оски со логаритамака поделба
Отпорници со силно изразен негативен температурен
коефициент (NTC - Отпорници) .
Овие можат да се направат во принцип од било кој сопствен
полупроводник со голема забранета зона. Во праксата за ова
се користат металните оксиди
и оксидните мешани кристали ( ) со
разни додатоци.
Fe O Fe O NiO CoO2 3 3 4, , ,
Zn TiO MgCr O2 4 2 4,
NTC Отпорите имаат голема примена во мерната и
регулационата техника
На сликата 3.22а преставени се некои примери на
температурната зависност на специфичниот отпор на
материјали за NTC отпорници. Од формулата за пресметка
на сопствена концентрација следува приближно:
R AeB
T
со константите A и B кои зависат од употребениот
материјал за полупроводници.
При пресметка на статичката карактеристика на еден NTC отпорник
треба да се води сметка дека при работната струја во отпорникот се
развива моќност која се претвора во топлина и тој се загрева. Според
равенката (3.52) и неговата отпорност се менува (намалува). При
снимањето на карактеристиката, точките за струја и напон треба да се
очитаат кога настане топлинска рамнотежа.
а) б)
сл.3.22: Температурна зависност на специфичниот отпор на
материјали за NTC отпорници - а) и
Статичка карактеристика на NTC отпорник при константна
температура на околината - б)
Отпорници со голем позитивен температурен
коефициент (сл. 3.23) се состојат од n - проводлив Баријум
Титанат (дотиран со Sb). Порастот на отпорот кај PTC
отпорниците е ограничен на тесен температурен интервал во
близината на Кириевата температурна точка. Последнава
може да се помести со додавање на пример на Стронцијум
Титанат.
Главната област на примена на PTC отпорниците е
регулацијата на температурата и заштита на електрични
апарати (на пример мотори) од термичко преоптоварување.
Сл.3.24: Темп. зав. на два PTC отпорници
Fotootpori Preku deluvawe na elektromagnetno
zra~ewe (svetlina) vrz poluprovodnicite, se
generiraat parovi elektron - {uplina, ako energijata
na zra~eweto e pogolema od zabranetata zona ( ).
Zgolemenata koncentracija na nositeli doveduva do
zgolemena provodlivost (Fotoprovodlivost). Pri
odnapred dadena stacionarna osvetlenost,
provodlivosta }e bide tolku posilno povlijaena, kolku
e pogolem `ivotniot vek na dodatno sozdadenite
nositeli.
h Wg
Spored toa, materijali koi se pogodni za
fotootprovodlivost (Fotootpornici) treba da imaat:
1. Ширина на забранетата зона која соодветствува на
брановата должина на зрачењето;
2. Задоволително траење на времето на живот на носителите.
Кај поедини полупроводници, некои од типовите носители
(на пример шуплините) преку т.н. “стапици” се уловуваат.
Во тој случај животниот век на другиот тип носители е долг,
бидејќи не се расположиви за рекомбинација. Соодветно
фотоосетливоста е голема.
Ако осветлувањето е интермитирано (испрекинато), долгиот
животен век може да биде и недостаток. Промените на
отпорот не може да ја следат фреквенцијата на побудното
зрачење.
Соодветно важи за состојбата на “темната” струја после
престанокот на осветлувањето; - фотоотпорникот заради
својата инертност не ги следи брзите промени на
интензитетот на осветленоста. Според тоа, важат
следните зависности:
Голем животен век: голема фотоосетливост; применливост
за ниска фреквенција;
Мал животен век: мала фотоосетливост; применливост за
висока фреквенција.
За фотоотпори кои треба да се осетливи на видлива светлина
се погодни пред се' ZnS, CdS, CdSe (сл.3.24). Примената им
е: за светлосни релеи, надзор на пожарни постројки и друго).
сл.3.24: Спектрална распределба на осетливоста на
разни фотоотпори
За отпорници зависни од магнетното поле се користат
полупроводници со многу голема подвижност на
носителите (InAs или InSb). Овде всушност се користи Hall
-viot ефект.
Hall -виот ефект е многу поизразен кај полупроводниците
отколку кај проводниците. Тој се јавува и кај обата вида
носители - и електрони и шуплини. Од предзнакот на Hall
- овата константа, можеме да заклучиме за каков тип
полупроводник се работи.
Imeno, za n - tip poluprovodnik va`i
a za p- tip .
Ovoj efekt pri poznato magnetno pole mo`e da se koristi za odreduvawe
na koncentracijata na nositelite. Ako pak se raspolaga so Hall - ova sonda
so poznata koncentracija na nositeli - mo`e da se merat magnetni poliwa
i strui. Od ravenkata za Hall-oviot efekt
( e debelinata) se gleda deka mo`e da se napravat elektronski uredi za
mno`ewe.
RenH 1
RepH 1
U RI
dBH H
d
Со цел да се добијат поголеми Hall - ови напони, при низок внатрешен отпор,
се користи полупроводник со висока подвижност на носителите (например
GaAs, InAs, InSb).
Зебеков и Пелтиев ефект Носителите може да бидат
повлијаени и од температурата и да се добијат ефекти кои
може корисно да се употребат. Ако горната површина од
конструкцијата на сликата 3.25 се држи на температура а
долната на и ако е , тогаш во n
полупроводникот ќе дифундираат електроните а во p-
полупроводникот шуплините од потоплиот кон поладниот крај.
Кај изводот сврзан за n парчето ќе се добие негативен, а кај
оној сврзан за p -полупроводникот - позитивен потенцијал.
2
1 2 1
Ова е Зебек-виот ефект. Тој постои и кај металните
проводници но овде тој е многу поизразен. Во суштина ова е
претворање на топлинската енергија во електрична.
Постои и спротивен ефект. Ако на сликата
прикажаното движење на носителите се оствари принудно
преку однадвор приложен напон, (“+” на n -
полпроводникот и “-” на p - полупроводникот), при зададена
и непроменлива температура , на горната заедничка
метална плочка со температура мора да се генерираат
носители. Овој процес предизвикува ладење и така горната
плочка ќе има пониска температура.
1
2
Ова е Пелтиев-от ефект. При ова се претпоставува дека загревањето
заради Joule- овиот ефект може да се занемари. Ако се искористи погоден
материјал (например Bi2Te3). Пелтиевиот ефект се користи за изградба на
ладилни елементи во регулационата техника.
Материјали за диоди и засилувачки елементи
Применливоста на полупроводниците за електронски
компоненти зависи помеѓу другото и од ширината на
забранетата зона, подвижноста на носителите, животната
доба на носителите и технолошките својства (например,
точката на топење) Компоненти кои содржат еден или
повеќе p-n преоди, може да се направат само од такви
материјали каде е можно додавање на допанти, донори и
акцептори. На пример, во нив не спаѓа Селенот. При
употреба за диоди и транзистори, во врска со најважните
барања кои се поставуваат врз полупроводниците предвид
доаѓаат следните материјали:
Диоди и транзистори
Забранета зона 0,5<Wg<2 eV
диоди (исправувачки)
Транзистори (висока подвижност на носителите)
Se, Ge, Si, GaAs Транзистори со ефект на поле
висока подвижност на
Електроните или шуплините,
Ge, Si, GaAs, CdSe
биполарни транзистори
Тиристори, Тријаци
Висока подвижност на
електроните и шуплините
Ge, Si, GaAs, InP
За оптоелектронските компоненти (Фотоотпори, Фотодиоди,
светлосни диоди, инјекциони ласери), ширината на
забранетата зона мора да одговара на енергијата на
апсорбираното и емитираното зрачење.