или редкоземельными металлами (Ti, V, Mn, Fe, Ni, Sm, Eu и т. п.). В этих П. преобладает ионная связь. Большинство из них обладает той или иной формой магнитного упорядочения (ферромагнетики или аптиферромагнетики). Сочетание полупроводниковых и магнитных свойств и их взаимное влияние интересно как с теоретич. точки зрения, так и для многих практич. применений. Нек-рые из них (V₂О₃, Fе₃O₄, NiS, EuO и др.) могут переходить из полупроводникового состояния в металлическое, причём превращение это происходит очень резко при изменении темп-ры.

5) Органические П. Многие органич. соединения также обладают свойствами П. Их электропроводность, как правило, мала (o~10^-10ом^-1см-1) и сильно возрастает под действием света. Однако нек-рые органич. П. (кристаллы кполимеры на основе соединений тетрацианхинодиметана TCNO, комплексы на основе фталоцианина, перилена, виолант-рена и др.) имеют при комнатной темп-ре 0, сравнимую с проводимостью хороших неорганич. П.

Электроны и дырки в полупроводниках. Т. к. в твёрдом теле атомы или ионы сближены на расстояние ~ атомного радиуса, то в нём происходят переходы валентных электронов от одного атома к другому. Такой электронный обмен может привести к образованию ковал ентной связи. Это происходит в случае, когда электронные оболочки соседних атомов сильно перекрываются и переходы электронов между атомами происходят достаточно часто. Эта картина полностью применима к такому типичному П., как Ge. Все атомы Ge нейтральны и связаны друг с другом ковалентной связью. Однако электронный обмен между атомами не приводит непосредственно к электропроводности, т. к. в целом распределение электронной плотности жёстко фиксировано: по 2 электрона на связь между каждой парой атомов - ближайших соседей. Чтобы создать проводимость в таком кристалле, необходимо разорвать хотя бы одну из связей (нагрев, поглощение фотона и т. д.), т. е., удалив с неё электрон, перенести его в к.-л. др. ячейку кристалла, где все связи заполнены и этот электрон будет липшим. Такой электрон в дальнейшем свободно может переходить из ячейки в ячейку, т. к. все они для него эквивалентны, и, являясь всюду лишним, он переносит с собой избыточный отрицат. заряд, т. е. становится электроном проводимости. Разорванная же связь становится блуждающей по кристаллу дыркой, поскольку в условиях сильного обмена электрон одной из соседних связей быстро занимает место ушедшего, оставляя разорванной ту связь, откуда он ушёл. Недостаток электрона на одной из связей означает наличие у атома (или пары атомов) единичного положительного заряда, к-рый, таким образом, переносится вместе с дыркой.

В случае ионной связи перекрытие электронных оболочек меньше, электронные переходы менее часты. При разрыве связи также образуются электрон проводимости и дырка - лишний электрон в одной из ячеек кристалла и некомпенсированный положит/ заряд в др. ячейке. Оба они могут перемещаться по кристаллу, переходя из одной ячейки В другую.

Наличие двух разноимённо заряженных типов носителей тока - электронов и дырок является общим свойством П. и диэлектриков. В идеальных кристаллах эти носители появляются всегда парами -возбуждение одного из связанных электронов и превращение его в электрон проводимости неизбежно вызывает появление дырки, так что концентрации обоих типов носителей равны. Это не означает, что вклад их в электропроводность одинаков, т. к. скорость перехода из ячейки в ячейку (подвижность) у электронов и дырок может быть различной (см. ниже). В реальных кристаллах, содержащих примеси и дефекты структуры, равенство концентраций электронов и дырок может нарушаться, так что электропроводность осуществляется практически только одним типом носителей (см. ниже).

Зонная структура полупроводников. Полное и строгое описание природы носителей тока в П. и законов их движения даётся в рамках квантовой теории твёрдого тела, осн. результаты к-рой могут быть сформулированы следующим образом:

а) В кристаллах энергетический спектр электронов состоит из интервалов энергий, сплошь заполненных уровнями энергии (разрешённые зоны) и разделённых друг от друга интервалами, в к-рых электронных уровней нет (з а-прещённые зоны) (рис. 1).

Рис. 1. Заполнение энергетических зон при абсолютном нуле температуры: а - в диэлектриках; 6 - в металлах: разрешённые зоны заштрихованы, заполненные зэны или их части заштрихованы дважды.

б) Различные состояния электрона в пределах каждой зоны характеризуются, помимо энергии, квазиимпульсом р, принимающим любые значения в пределах нек-рых ограниченных областей в импульсном пространстве (р-простран-стве), наз. зонами Бриллюэна. Форма и размеры зоны Бриллюэна определяются симметрией кристалла и его межатомными расстояниями d. Величина Рмакс ~< h/d, где h-Планка постоянная. Уравнение движения электрона проводимости в кристалле похоже на уравнение движения электрона в вакууме с той, однако, существенной разницей, что соотношения Е =р²/2m₀ и v_p = р/m₀ (m₀-масса свободного электрона, Е - его энергия, р - импульс, v - скорость) заменяются более сложной и индивидуальной для каждого кристалла и каждой его энергетич. зоны зависимостью Е(р): v_р = dE_p\dp.

в) При абс. нуле темп-ры электроны заполняют наинизшие уровни энергии. В силу Паули принципа в каждом состоянии, характеризующемся определённой энергией, квазиимпульсом и одной из двух возможных ориентации спина, может находиться только один электрон. Поэтому в зависимости от концентрации электронов в кристалле они заполняют неск. наинизших разрешённых зон, оставляя более высоко лежащие зоны пустыми. Кристалл, у к-рого при Т=0К часть нижних зон целиком заполнена, а более высокие зоны пусты, является диэлектриком или П. (рис. 1, а), металл возникает лишь в том случае, если хотя бы одна из разрешённых зон уже при Т - 0К заполнена частично (рис. 1, б).

В П. и диэлектриках верхние из заполненных разрешённых зон наз. валентными, а наиболее низкие из незаполненных - зонами проводимости. При Т > 0К тепловое движение "выбрасывает" часть электронов из валентной зоны в зону проводимости (т. е. разрушает часть химич. связей; см. выше). В валентной зоне при этом появляются дырки (рис. 2).

Рис. 2. Заполнение энергетических зон в полупроводнике: показаны только валентная зона и зона проводимости; чёрные кружочки -электроны в зоне проводимости, белые - дырки в валентной зоне.

Носители тока в П. сосредоточены, как правило, в довольно узких областях энергий: электроны - вблизи нижнего края (дна) зоны проводимости Е_с, на энергетич. расстояниях ~kT от неё (kT - энергия теплового движения); дырки - в области такой же ширины вблизи верхнего края (потолка) валентной зоны Е_v. Даже при самых высоких темп-рах (~ 1000°) kT~0,1 эв, а ширина разрешённых зон обычно порядка 1 -10 эв. В этих узких областях ~kT сложные зависимости Е(р), как правило, принимают более простой вид. Напр., для электронов вблизи дна зоны проводимости:

Здесь индекс " нумерует оси координат, P_0i - квазиимпульсы, соответствующие Е_c в зоне проводимости или Е_v в валентной зоне. Коэфф. т^эназ. эффективными массами электронов проводимости. Они входят в уравнение движения электрона проводимости подобно та в уравнении движения свободного электрона. Всё сказанное справедливо для дырок валентной зоны, где

Эффективные массы электронов m и дырок m^д не совпадают с m₀ и, как правило, анизотропны. Поэтому в разных условиях один и тот же носитель ведёт себя как частица с разными эффективными массами. Напр., в электрич. поле Е, направленном вдоль оси oz, он ускоряется, как частица с зарядом е и массой т^э_г, а в магнитном поле Н, направленном вдоль oz, движется по эллипсу в плоскости, перпендикулярной H с циклотронной частотой:

С квантовой точки зрения такое цик-лич. движение электронов и дырок в кристалле с частотой w_с означает наличие уровней энергии (так называемых уровней Ландау), отстоящих друг от друга на hw_с. Значения эффективных масс электронов и дырок в разных П. варьируются от сотых долей то до сотен та.

Ширина запрещённой зоны ДE (миним. энергия, отделяющая заполненную зону от пустой) также колеблется в широких пределах. Так, при Т -> 0К ДЕ = 0,165эв в PbSe, 0,22 эв в InSb, 0,33эв в Те, 0,745эв в Ge, 1,17эв в Si, 1,51 эв в GaAs, 2,32эв в GaP, 2,58 эв в CdS, 5,6 эв в алмазе, а серое олово является примером П., у к-рого ДЕ = 0, т. е. верхний край валентной зоны точно совпадает с нижним краем зоны проводимости (полуметалл). Более сложные соединения и сплавы П., близких по структуре, позволяют найти П. с любым ДЕ от 0 до 2-3 эв.

Рис. 3. Схема энергетических зон Ge; ДЕ -ширина запрещённой зоны, L, Т и Д - три минимума зависимости Е(р) в зоне проводимости вдоль осей [100] (А и Г) и [111] (L).

Зонная структура наиболее полно изучена для алмазоподобных П., в первую очередь Ge, Si и соединений A^IIIB^V; многое известно для Те, соединений A^1VB^VI и др. Весьма типичной является зонная структура Ge (рис. 3), у к-рого вблизи своего верхнего края соприкасаются две валентные зоны. Это означает существование двух типов дырок - тяжёлых и лёгких с эффективными массами 0,Зm₀ и 0,04т₀. На 0,3 эв ниже расположена ещё одна валентная зона, в к-рую, однако, как правило, дырки уже не попадают. Для зоны проводимости Ge характерно наличие трёх типов минимумов функции Е(р) : L, Г и Д. Наинизший из них -L-минимум, расположенный на границе зоны Бриллюэна в направлении кристал-лографич. оси [111]. Расстояние его от верхнего края валентной зоны и есть ширина запрещённой зоны ДЕ = 0,74 эв (при темп-pax, близких к абс. нулю; с ростом темп-ры ДЕ несколько уменьшается). Эффективные массы вблизи L-мини-мума сильно анизотропны: 1,6 т_о для движения вдоль направления [111] и 0,08 т₀для перпендикулярных направлений. Четырём эквивалентным направлениям [111] (диагонали куба)в кристалле Ge соответствуют 4 эквивалентных L-ми-нимума. Минимумы Г и Д расположены соответственно при р = 0 и в направлении оси [100], по энергии выше L -минимума на 0,15 эв и 0,2 эв. Поэтому количество электронов проводимости в них, как правило, гораздо меньше, чем в L-минимуме.

Зонные структуры др. алмазоподобных П. подобны структуре Ge с нек-рыми отличиями. Так, в Si, GaP и алмазе наинизшим является Д-минимум, а в InSb, InAs, GaAs - Г-минимум, причём для последнего характерны изотропные и весьма малые эффективные массы (0,013 т₀ в InSb и 0,07 т₀ в GaAs). Структуры валентных зон у многих алмазоподобных П. подобны, но могут существенно отличаться от П. др. групп.

Некристаллические полупроводники. В жидких, аморфных и стеклообразных П. отсутствует идеальная кристаллич. упорядоченность атомов, но ближайшее окружение каждого атома приблизительно сохраняется (см. Дальний порядок и ближний порядок). Однако ближний порядок не всегда бывает таким же, как и в кристаллич. фазе того же вещества. Так, в ковалентных П. (Ge, Si, A^lIB^v) после плавления у каждого атома становится не по 4 ближайших соседа, а по 8, по той причине, что ковалентные связи, весьма чувствительные как к расстоянию между атомами, так и к взаимной ориентации связей, разрушаются интенсивным тепловым движением атомов в жидкости. В результате такой перестройки ближнего порядка все эти вещества в расплавах становятся металлами (см. Жидкие металлы).

Однако в др. П. (Те, Se, A^IVB^VI и др.) ближний порядок при плавлении, по-видимому, не изменяется и они остаются П. в расплавах (см. Жидкие полупроводники). В применении к ним, а также к аморфным П. представления зонной теории требуют существенных изменений и дополнений. Отсутствие строгой упорядоченности в расположении атомов создаёт локальные флуктуации плотности и межатомных расстояний, к-рые делают не вполне одинаковыми энергии электрона вблизи разных атомов одного и того же сорта. Это затрудняет переход электрона от атома к атому, т. к. такие переходы связаны теперь с изменением энергии. Это обстоятельство не приводит к к.-л. качественным изменениям для носителей, энергии к-рых лежат в разрешённых зонах довольно далеко от их краёв, поскольку они имеют достаточно большие энергии для того, чтобы сравнительно легко преодолевать энергетич. барьеры между разными атомами одного сорта. Однако картина качественно изменяется для носителей с энергиями вблизи краёв зон. У них уже не хватает энергии для преодоления разностей энергии между соседними атомами и поэтому они могут стать локализованными, т. е. потерять способность перемещаться. В результате возникают электронные уровни в диапазоне энергий, к-рый в кристалле соответствовал бы запрещённой зоне. Находящиеся на этих уровнях электроны локализованы вблизи соответствующих флуктуации, и к ним уже неприменимы такие понятия зонной теории, как квазиимпульс и др. Меняется и само понятие запрещённой зоны: теперь уже эта область энергий также заполнена электронными состояниями, однако природа этих состояний иная, чем в разрешённых зонах, -они локализованы (псевдозапрещённая зона).

Оптические свойства полупроводников. Со структурой энергетич. зон П. связан механизм поглощения ими света. Самым характерным для П. процессом поглощения является собственное поглощение, когда один из электронов валентной зоны с квазиимпульсом р, поглощая квант света, переходит в незаполненное состояние к.-л. из зон проводимости с квазиимпульсом р'. При этом энергия фотона hw (w = 2пс/Х) (w - частота света, X - его длина волны) связана с энергиями электрона в начальном Ен и конечном Е_к состояниях соотношением:

а для квазиимпульсов имеет место закон сохранения, аналогичный закону сохранения импульса:
где q - волновой вектор фотона. Импульс фотона q практически пренебрежимо мал по сравнению с квазиимпульсами электронов. Поэтому справедливо приближённое равенство ~р'~=р.

Собственное поглощение света невозможно при энергии фотона hw, меньшей ширины запрещённой зоны ДЕ (минимальная энергия поглощаемых квантов hw = ДЕ наз. порогом или краем поглощения). Это означает, что для длин волн

чистый П. прозрачен. Строго говоря, минимальная энергия квантов, поглощаемых данным П., может быть >ДЕ, если края зоны проводимости Е_с и валентной зоны Еv соответствуют различным р. Переход между ними не удовлетворяет требованию р = р', в результате чего поглощение начинается с больших hw, т. е. с более коротких длин волн (для Ge переходы в Г-минимум зоны проводимости, см. рис. 3).

Однако переходы, для к-рых р не= р', всё же возможны, если электрон, поглощая квант света, одновременно поглощает или испускает фонон. Если частота фонона w_к, а импульс равен р - р', то закон сохранения энергии имеет вид:

Т. к. энергии фононов малы (w_к~ ~ 10~² эв) по сравнению с ДЕ, то их вклад в (8) мал. Оптич. переходы, в к-рых электрон существенно изменяет свой квазиимпульс, наз. непрямыми, в отличие от прямых, удовлетворяющих условию р = р'. Необходимость испускания или поглощения фонона делает непрямые переходы значительно менее вероятными, чем прямые. Поэтому показатель поглощения света К, обусловленный непрямыми переходами, порядка 10³см^-1, в то время как в области прямых переходов показатель поглощения достигает 10⁵см^-1. Тем не менее у всех П., где края зоны проводимости и валентной зоны соответствуют разным р, есть область X вблизи Хмакс, где наблюдаются только непрямые переходы.

Показатель поглощения света в П. определяется произведением вероятности поглощения фотона каждым электроном на число электронов, способных поглощать кванты данной энергии. Поэтому изучение частотной зависимости показателя поглощения даёт сведения о распределении плотности электронных состояний в зонах. Так, вблизи края поглощения в случае прямых переходов показатель поглощения пропорционален

Наличие в спектре поглощения П. широких и интенсивных полос в области Йсо порядка ДЕ показывает, что большое число валентных электронов слабо связано. Т. к. слабая связь легко деформируется внешним электрич. полем, то это обусловливает высокую поляризуемость кристалла. И действительно, для многих П. (алмазоподобные, A^IVB^VI и др.) характерны большие значения диэлектрической проницаемости е. Так, в Ge e = 16, в GaAs e = 11, в РbТе e = = 30. Благодаря большим значениям е кулоновское взаимодействие заряженных частиц, в частности электронов и дырок, друг с другом или с заряженными примесями, сильно ослаблено, если они находятся друг от друга на расстоянии, превышающем размеры элементарной ячейки, что и позволяет во многих случаях рассматривать движение каждого носителя независимо от других. Иначе свободные носители тока имели бы тенденцию образовывать комплексы, состоящие из электрона и дырки или заряженной примесной частицы с энергиями связи ~10 эв. Разорвать эти связи за счёт теплового движения, чтобы получить заметную электропроводность, при температурах ~ 300К было бы практически невозможно, однако попарное связывание электронов и дырок в комплексы всё же происходит, но связь эта слаба (Есв~10~² эв) и легко разрушается тепловым движением. Такие связанные состояния электрона и дырки в П., наз. экситонами, проявляются в спектрах поглощения в виде узких линий, сдвинутых на величину Е_св от края поглощения в сторону энергий, меньших энергий фотона. Экситоны образуются, когда электрон, поглотивший квант света и оставивший дырку на своём месте в валентной зоне, не уходит от этой дырки, а остаётся вблизи неё, удерживаемый кулоновским притяжением.

Прозрачность П. в узкой области частот вблизи края собственного поглощения можно изменять с помощью внешних магнитных и электрич. полей. Электрич. поле, ускоряя электроны, может в процессе оптич. перехода передать ему дополнит. энергию (малую, т. к. время перехода очень мало), в результате чего становятся возможными переходы из валентной зоны в зону проводимости под действием квантов с энергией, несколько меньшей ДЕ. Чёткий край области собственного поглощения П. при этом слегка размывается и смещается в область меньших частот.

Магнитное поле изменяет характер электронных состояний, в результате чего частотная зависимость показателя поглощения вместо плавной зависимости

пиков поглощения, связанных с переходами электрона между уровнями Ландау валентной зоны и зоны проводимости. Наряду с собственным поглощением П. возможно поглощение света свободными носителями, связанное с их переходами в пределах зоны. Такие внутризонные переходы происходят только при участии фононов. Вклад их в поглощение мал, т. к. число свободных носителей в П. всегда очень мало по сравнению с полным числом валентных электронов. Поглощение свободными носителями объясняет поглощения излучения с hw < ДЕ в чистых П. В магнитном поле становятся возможными переходы носителей между уровнями Ландау одной и той же зоны, к-рые проявляются в виде резкого пика в частотной зависимости показателя поглощения на циклотронной частоте w_с (см. Циклотронный резонанс). В полях ~ 10³-10⁵ э при эффективной массе ~(1- 0,01)т₀ w_c = 10¹⁰-10¹³сек^-1, что соответствует сверхвысоким частотам или далёкому инфракрасному диапазону.

В П. с заметной долей ионной связи в далёкой инфракрасной области спектра (hw~10^-2 эв) наблюдаются полосы поглощения, связанные с возбуждением (фотонами ) колебаний разноимённо заряженных ионов друг относительно друга.

Роль примесей и дефектов в полупроводниках. Электропроводность П. может быть обусловлена как электронами собственных атомов данного вещества (собственная проводимость), так и электронами примесных атомов (примесная проводимост ь). Наряду с примесями источниками носителей тока могут быть и различные дефекты структуры, напр, вакансии, междоузельные атомы, а также недостаток или избыток атомов одного из компонентов в полупроводниковых соединениях (отклонения от стехиометрич. состава), напр, недостаток Ni в NiO или S в PbS.

Рис. 4. Электронные переходы, создаю-' щие электропроводность в полупроводнике: 1-ионизация доноров (проводимость п-типа); 2 - захват валентных электронов акцепторами (проводимость р-типа); 3 - рождение электронно-дырочных пар (собственная проводимость); 4 - компенсация примесей.

Примеси и дефекты делятся на доноры и акцепторы. Доноры отдают в объём П. избыточные электроны и создают таким образом электронную проводимость (п-типа). Акцепторы захватывают валентные электроны вещества, в к-рое они внедрены, в результате чего создаются дырки и возникает дырочная проводимость (р-типа) (рис. 4). Типичные примеры доноров-примесные атомы элементов V группы (Р, As, Sb) в Ge и Si. Внедряясь в кристаллич. решётку, такой атом замещает в одной из ячеек атом Ge. При этом 4 из 5 его валентных электронов образуют с соседними атомами Ge ковалентные связи, а 5-й электрон оказывается для данной решётки члишним", т. к. все связи уже насыщены. Не локализуясь ни в одной элементарной ячейке, он становится электроном проводимости. При этом примесный атом однократно положительно заряжен и притягивает электрон, что может привести к образованию связанного состояния электрона с примесным ионом. Однако эта связь очень слаба из-за того, что электростатич. притяжение электрона к примесному иону ослаблено большой поляризуемостью П., а размеры области вблизи примеси, в к-рой локализован электрон, в десятки раз превышают размер элементарной ячейки кристалла. Энергия ионизации примеси ~0,01 эв в Ge и ~0,04 эв в Si, даже при темп-ре 77 К большинство примесей ионизовано, т. е. в П. имеются электроны проводимости с концентрацией, определяемой концентрацией донорных примесей.

Аналогично атомы элементов III группы (В, Al, Ga, In) - типичные акцепторы в Ge и Si. Захватывая один из валентных электронов Ge в дополнение к своим 3 валентным электронам, они образуют 4 ковалентные связи с ближайшими соседями -атомами Ge - и превращаются в отрицательно заряженные ионы. В месте захваченного электрона остаётся дырка, к-рая так же, как электрон вблизи донорного иона, может быть удержана в окрестности акцепторного иона кулоновским притяжением к нему, однако на большом расстоянии и с очень малой энергией связи. Поэтому при не очень низких темп-рах эти дырки свободны.

Такие же рассуждения объясняют в случае соединений A^III B^v донорное действие примесей нек-рых элементов VI группы (S, Se, Те), замещающих атом B^v, и акцепторное действие элементов II группы (Be, Zn, Cd), замещающих А^III. В Ge тот же Zn - двухзарядный акцептор, т. к. для того, чтобы образовать 4 валентные связи с соседями, он может захватить в дополнение к 2 своим валентным электронам ещё 2, т. е. создать 2 дырки. Атомы Сu, Аu могут существовать в Ge в нейтральном, одно-, двух-и трёхзарядном состояниях, образуя одну, две или три дырки.

Рассмотренные примеры относятся к примесям замещения. Примером примесей внедрения в Ge и Si является Li. Из-за малости иона Li⁺ он, не нарушая существенно структуры решётки, располагается между атомами Ge (в междоузлии); свой внешний валентный электрон, движущийся на существенно большем расстоянии, он притягивает очень слабо и легко отдаёт, являясь, т. о., типичным донором. Во многих П. типа A^1VB^VI источники свободных дырок - вакансии атомов A^IV, а вакансии B^VI - источники электронов проводимости. Из сказанного ясно, что введение определённых примесей (легирование П.) - эффективный метод получения П. с различными требуемыми свойствами.

Сильно легированные полупроводники. При больших концентрациях примесей или дефектов проявляется их взаимодействие, ведущее к качественным изменениям свойств П. Это можно наблюдать в сильно легированных П., содержащих примеси в столь больших концентрациях N_np, что среднее расстояние между ними, пропорциональное N_np^1/3 , становится меньше (или порядка) среднего расстояния а, на к-ром находится от примеси захваченный ею электрон или дырка. В таких условиях носитель вообще не может локализоваться на к.-л. центре, т. к. он всё время находится на сравнимом расстоянии сразу от неск. одинаковых примесей. Более того, воздействие примесей на движение электронов вообще мало, т. к. большое число носителей со знаком заряда, противоположным заряду примесных ионов, экранируют (т. е. существенно ослабляют) электрич. поле этих ионов. В результате все носители, вводимые с этими примесями, оказываются свободными даже при самых низких темп-рах.

Ха~1, легко достигается для примесей, создающих уровни с малой энергией связи (мелкие уровни). Напр., в Ge и Si, легированных примесями элементов III или V групп, это условие выполняется уже при N_пр~10¹⁸-10¹⁹см^-3, в то время как удаётся вводить эти примеси в концентрациях вплоть до Nnp ~ 10²¹ см^-3 при плотности атомов осн. вещества ~5-10²² см^-3. В П. A^IVB^VI практически всегда с большой концентрацией (=> 10¹⁷ 10¹⁸см^-3) присутствуют вакансии одного из компонентов, а энергии связи носителей с этими вакансиями малы, так что

выполнено.

Равновесные концентрации носителей тока в полупроводниках. При отсутствии внешних воздействий (освещения, электрич. поля и т. п.) концентрации электронов и дырок в П. полностью определяются темп-рой, шириной его запрещённой зоны ДЕ, эффективными массами носителей, концентрациями и пространственным распределением примесей и дефектов, а также энергиями связи электронов и дырок с ними. Это т.н. равновесные концентрации носителей.

При самых низких темп-pax (вблизи Т=0 К) все собств. электроны П. находятся в валентной зоне и целиком заполняют её, а примесные локализованы вблизи примесей или дефектов, так что свободные носители отсутствуют. При наличии в образце доноров и акцепторов электроны с доноров могут перейти к акцепторам. Если концентрация доноров Na больше концентрации акцепторов Na, то в образце окажется Na отрицательно заряженных акцепторных ионов и столько же положительно заряженных доноров. Только N_d - N_a доноров останутся нейтральными и способными с повышением темп-ры отдать свои электроны в зону проводимости. Такой образец является П. п -типа с концентрацией носителей N_d-N_a. Аналогично в случае N_a>N_d П. имеет проводимость р-типа. Связывание донорных электронов акцепторами наз. компенсацией примесей, а П., содержащие доноры и акцепторы в сравнимых концентрациях, - компенсированными.

С повышением темп-ры тепловое дви-жение "выбрасывает" в зону проводимости электроны с донорных атомов и из валентной зоны (для определённости имеется в виду проводимость n-типа). Однако если энергия ионизации донора E_d<<ДЕ (что обычно имеет место), а температура не слишком высока, то первый из этих процессов оказывается доминирующим, несмотря на то, что число доноров во много раз меньше числа валентных электронов. У П. появляется заметная примесная электронная проводимость, быстро растущая с ростом температуры. Концентрация электронов в зоне проводимости при этом во много раз больше концентрации дырок в валентной зоне. В таких условиях электроны наз. основными носителями, а дырки -неосновными (в П. р-типа наоборот: основные носители -дырки, неосновные -электроны). Рост концентрации свободных носителей с темп-рой продолжается до тех пор, пока все доноры не окажутся ионизованными, после чего концентрация в широком температурном интервале остаётся почти постоянной и равной: п = = N_d-N_a. Число же электронов, забрасываемых тепловым движением в зону проводимости из валентной зоны, продолжает экспоненциально нарастать и при нек-рой темп-ре становится сравнимым с концентрацией примесных электронов, а потом и во много раз большим, т. е. снова начинается быстрое возрастание с темп-рой суммарной концентрации свободных носителей. Это область собственной проводимости П., когда концентрации электронов п и дырок р практически равны: п=р=n_i. Рост числа собственных носителей тока продолжается вплоть до самых высоких темп-р, и концентрация их может достигать при Т = 1000 К значений, лишь на 1-3 порядка меньших, чем концентрация электронов проводимости в хороших металлах. Темп-pa, при к-рой происходит переход от примесной к собственной проводимости, зависит от соотношения между "?<г и Д"?, а также от концентраций Na и Na. В Ge с примесью элементов V группы полная ионизация доноров происходит уже при темп-pax Т~10 К, если N_d~10¹³ см^-3 и при Т= З0 К, если N_a~ ~ 10¹⁶см^-3, а переход к собственной проводимости при Т = 300 К для N_d~ ~10¹³ см^-3 и при Т = 450 К для N_d~ ~10¹⁶ см^-3(рис. 5).

Рис. 5. Температурная зависимость концентрации п носителей тока в умеренно легированном (1) и сильно легированном (2) полупроводниках: I - область частичной ионизации примесей: II-область их полной ионизации; III - область собственной проводимости.

Определение равновесных концентраций носителей тока в П. основывается на распределении Ферми (см. Статистическая физика) электронов по энергетич. состояниям (в зонах и на примесных уровнях). Вероятность f того, что состояние с энергией E занято электроном, даётся формулой:

Если уровень Ферми лежит в запрещённой зоне на расстоянии >kT от дна зоны проводимости и от потолка валентной зоны, то в зоне проводимости f<<1, т. е. мало электронов, а в валентной зоне 1 - f<< l, т. е. мало дырок. В этом случае принято говорить, что электроны и дырки невырождены, в отличие от случая вырождения, когда уровень Ферми лежит внутри одной из разрешённых зон, напр, в зоне проводимости на расстоянии >>kT от её дна. Это означает, что все состояния в этой зоне от дна до уровня Ферми заполнены носителями тока с вероятностью f(E)~~1.

Положение уровня Ферми зависит от темп-ры и легирования. В объёме пространственного однородного П. оно определяется условием сохранения полного числа электронов или, иными словами, условием электронейтральности:

Здесь N_d⁺ - концентрация ионизованных доноров, N_a^- - акцепторов, захвативших электрон.

В сильно легированных П. концентрация носителей остаётся постоянной и равной (Nd-Na) при всех темп-pax вплоть до области собственной проводимости, где они не отличаются от др. П. (кривая 2, рис. 5). При низких темп-pax носители в сильно легированных П. вырождены, и такие П. формально следовало бы отнести к плохим металлам. Они действительно обнаруживают ряд металлич. свойств, например сверхпроводимость (SrTiO₃, GeTe, SnTe) при очень низких темп-рах.

Неравновесные носители тока. Важной особенностью П., определяющей многие их применения, является возможность относительно легко изменять в них концентрации носителей по сравнению с их равновесными значениями, т. е. вводить дополнительные, неравновесные (избыточные) электроны и дырки. Генерация избыточных носителей возникает под действием освещения, облучения потоком быстрых частиц, приложения сильного электрич. поля и, наконец, инжекции ("впрыскивания") через контакты с др. П. или металлом.

Фотопроводимость полупроводников-увеличение электропроводности П. под действием света; как правило, обусловлена появлением дополнит, неравновесных носителей в результате поглощения электронами квантов света с энергией, превышающей энергию их связи. Различают собственную и примесную фотопроводимости. В первом случае фотон поглощается валентным электроном, что приводит к рождению пары электрон -дырка. Очевидно, такой процесс может происходить под действием света с длиной волны, соответствующей области собственного поглощения П.: hw >~ ДE. Пары электрон - дырка могут создаваться и фотонами с энергией, несколько меньшей ДE, т. к. возможны процессы, в к-рых электрон, поглощая фотон, получает дополнит, энергию за счёт теплового движения (кристаллич. решётки или от равновесного носителя тока), напр, энергия hw достаточна для создания экситона, к-рый затем под действием теплового движения распадается на свободные электрон и дырку. Под действием существенно более длинноволнового света фотопроводимость возникает только при наличии примесей, создающих локальные уровни в запрещённой зоне, и связана с переходом электрона либо с локального уровня в зону проводимости, либо из валентной зоны на локальный уровень примеси (рождение дырки).

Явление фотопроводимости позволяет за короткое время (~мксек или ~нсек) изменять электропроводность П. в очень широких пределах, а также даёт возможность создавать высокие концентрации носителей тока в П., в к-рых из-за относительно большой ДE и отсутствия подходящих примесей не удаётся получить заметных равновесных концентраций носителей. Использование фотопроводимости П. с разными ДE и глубиной примесных уровней (Si, Те, InSb, PbS, CdS, РbТе, Ge, легированный Zn или Au и т. д.) позволяет создавать высокочувствительные приёмники света для различных областей спектра от далёкой инфракрасной до видимой (см. Инфракрасное излучение, Фотопроводимость).

Прохождение быстрых частиц через полупроводники. Значит, доля энергии частицы (~30%) при этом тратится в конечном счёте на создание электронно-дырочных пар, число к-рых, т. о., порядка отношения ДE к энергии частицы. Для частиц с энергиями от 10 кэв до 10 Мэв это отношение ~ 10⁴-10⁷. Явление может использоваться для счёта и измерения энергии быстрых частиц (см. Полупроводниковый детектор).

Рекомбинация. Захват свободных носителей примесями или дефектами. Рекомбинацией наз. любой процесс, приводящий к переходу электрона из зоны проводимости в валентную зону с заполнением к.-л. дырочного состояния, в результате чего происходит исчезновение электрона и дырки. Переход электрона из зоны проводимости в состояние, локализованное вблизи примеси или дефекта, наз. его захватом. Захват дырки означает переход электрона с примесного уровня в незанятое электронами состояние в валентной зоне. В условиях термодинамич. равновесия тепловая генерация носителей и ионизация доноров и акцепторов уравновешивают процессы рекомбинации и захвата, а скорости этих взаимно обратных процессов находятся как раз в таком соотношении, к-рое приводит к распределению Ферми для электронов по энергиям.

Если же в П. появляются неравновесные носители, то число актов рекомбинации и захвата возрастёт. Т. о., после прекращения внешнего воздействия рекомбинация происходит интенсивнее, чем генерация, и концентрация носителей начинает убывать, приближаясь к своему равновесному значению. Среднее время г, к-рое существуют неравновесные носители, наз. временем их жизни. Оно обратно пропорционально быстроте рекомбинации или захвата примесями. Время жизни т носителей в П. варьируется от 10^-3сек до 10^-10 сек. Даже в одном и том же П. в зависимости от темп-ры, содержания примесей или дефектов, концентрации неравновесных носителей значения т. могут изменяться на несколько порядков.

Рекомбинация и захват всегда означают переход носителя на более низкие уровни энергии (в валентную зону или запрещённую). Различные механизмы рекомбинации отличаются друг от друга тем, куда и каким образом передаётся выделяемая при таком переходе энергия. В частности, она может излучаться в виде кванта света. Такая излучатель-ная рекомбинация наблюдается в любом П. Полное число актов излу-чательной рекомбинации в сек пропорционально произведению п*р и при небольших концентрациях носителей этот механизм рекомбинации мало эффективен. Однако при больших концентрациях (~10¹⁷ см^-3) нек-рые П. становятся эффективными источниками света (р е-комбинационное излучение) в узком диапазоне длин волн, близких к Хмакс. Ширина спектра ~kT, обусловленная различием энергии ре-комбинирующих носителей, гораздо меньше средней энергии фотонов. Используя разные П., можно создавать источники света почти любой длины волны в видимой и близкой инфракрасной областях спектра. Так, напр., меняя в сплаве GaAs-GaP содержание GaP от 0 до 100% , удаётся перекрыть видимый спектр от красной до зелёной областей включительно.

Если концентрация неравновесных носителей столь высока, что наступает их вырождение, т. е. вероятность заполнения носителем каждого состояния вблизи края соответствующей зоны больше 1/2, то возможно образование инверсной заселённости уровней, когда вышележащие по энергии уровни (у дна зоны проводимости) в большей степени заполнены электронами, чем нижележащие (у верхнего края валентной зоны). Тогда вынужденное излучение фотонов превосходит их поглощение, что может привести к усилению и генерации света. Таков принцип действия полупроводникового лазера.

При безызлучательной рекомбинации выделяемая энергия в конечном счёте превращается в тепловую энергию кристалла. Наиболее важным её
механизмом при невысоких концентрациях носителей является рекомбинация через промежуточные состояния в запрещённой зоне, локализованные около примесей или дефектов. Сначала один из носителей захватывается примесью (изменяя её заряд на 1), а затем та же примесь захватывает носитель с зарядом противоположного знака. В результате оба захваченных носителя исчезают, а примесный центр возвращается в первоначальное состояние. Если концентрация неравновесных носителей мала по сравнению с равновесной концентрацией основных носителей, время жизни определяется быстротой захвата неосновных носителей (дырок в П. n-типа, электронов в П. р-типа), поскольку их значительно меньше, чем основных, и время попадания одного из них на примесный центр является наиболее длительной частью процесса рекомбинации. Роль центров рекомбинации могут играть многие примеси (напр., Сu в Ge) и дефекты, имеющие уровни, расположенные глубоко в запрещённой зоне и эффективно захватывающие в одном зарядовом состоянии электроны из зоны проводимости, а в другом - дырки из валентной зоны. Далеко не все примеси и дефекты обладают этим свойством. Нек-рые могут эффективно захватывать лишь один носитель и при не слишком низкой темп-ре раньше выбрасывают его обратно в зону, из к-рой он был захвачен, чем захватывают носитель противоположного заряда. Это т. н. центры прилипания, или ловушки. Они могут существенно удлинять время жизни неравновесных носителей, т. к. если, напр., все неравновесные неосновные носители захвачены ловушками, то избыточным основным носителям не с чем рекомбинировать и др. примеси - центры рекомбинации оказываются неэффективными.

Поверхностная рекомбинация имеет тот же механизм, что и рекомбинация на примесях, но центры, через к-рые идёт рекомбинация, связаны не с примесями, а с поверхностью кристалла. Из др. механизмов безызлучательной рекомбинации следует упомянуть процесс, когда электрон и дырка, рекомбинируя, отдают выделяемую энергию ~ДE третьему носителю (О же рекомбинация). Этот процесс заметен лишь при очень больших концентрациях свободных носителей, т. к. для него требуется столкновение трёх носителей, т. е. их одновременное попадание в область размером порядка элементарной ячейки кристалла.

Электропроводность полупроводников. Электрич. поле, в к-рое помещён П., вызывает направленное движение носителей (д р е и ф), обусловливающее протекание тока в П. Основным для круга вопросов, связанных с прохождением электрич. тока в П., является понятие подвижности носителей ц, определяемое, как отношение средней скорости направленного их движения (скорости дрейфа), вызванного электрич. полем v_д, к напряжённости Е этого поля:

Подвижности разных типов носителей в одном и том же П. различны, а в анизотропных П. различны и подвижности каждого типа носителей для разных направлений поля. Дрейфовая скорость, возникающая в электрич. поле, добавляется к скорости теплового хаотич. движения, не дающего вклада в ток. Тот факт, что при заданном поле носитель имеет постоянную дрейфовую скорость v_д, а не ускоряется неограниченно, связан с наличием процессов торможения - рассеяния. В идеальном кристалле даже в отсутствие поля каждый носитель имел бы определённую и неизменную как по величине, так и по направлению скорость v_д. Однако реальный кристалл содержит примеси и различные дефекты структуры, сталкиваясь с к-рыми носитель каждый раз меняет направление скорости - рассеивается, так что движение его становится хаотическим. Под действием поля носитель эффективно ускоряется только до момента очередного столкновения, а затем, рассеиваясь, теряет направленность своего движения и энергию, после чего ускорение в направлении поля Е начинается заново до след, столкновения. Т. о., средняя скорость его направленного движения набирается только за интервал времени Дt между 2 последовательными столкновениями (время свободного пробега) и равна: v_д = eEДt/m, откуда:

Процессы рассеяния носителей тока разнообразны. Наиболее общим для всех веществ является рассеяние на колебаниях кристаллической решётки (фо-нонах), к-рые вызывают смещения атомов кристалла из их положений равновесия в решётке и тем самым также нарушают её упорядоченность. Испуская или поглощая фононы, носитель изменяет свой квазиимпулъс, а следовательно, и скорость, т. е. рассеивается. Средняя частота столкновений 1/Дt зависит как от природы кристалла, интенсивности и характера его колебаний и содержания в нём примесей и дефектов, так и от энергии носителей. Поэтому ц зависит от темп-ры. При темп-pax Т ~ 300 К определяющим, как правило, является рассеяние на фоно-нах. Однако с понижением темп-ры вероятность этого процесса падает, т. к. уменьшается интенсивность тепловых колебаний решётки, а кроме того, малая тепловая энергия самих носителей позволяет им испускать не любые возможные в данном кристалле фононы, а лишь небольшую часть из них, имеющих достаточно малые энергии (частоты). В таких условиях для не очень чистых кристаллов преобладающим становится рассеяние на заряженных примесях или дефектах, вероятность к-рого, наоборот, растёт с понижением энергии носителей. В сильно легированных П. существенную роль может играть, по-видимому, рассеяние носителей тока друг на друге. В разных П. ц варьируется в широких пределах (от 10⁵ до 10^-3 см²/сек и меньше при Т=300 К). Высокие подвижности (10⁵ --10² см /сек), большие, чем в хороших металлах, характерны для П. первых 3 групп (см. выше). Так, при Т = 300 К в Ge для электронов м^э = 4*10³см²/сек, для дырок м^д=2*10³ см²/сек, в InSb м^д = = 7*10⁴ см²/сек, м^д = 10³ см²/сек. Эти значения д соответствуют Дt~ 10^-12 -10^-13 сек. Соответствующие длины свободного пробега l = vДt (v - скорость теплового движения) в сотни или тысячи раз превышают межатомные расстояния в кристалле.

Представления о свободном движении носителей, лишь изредка прерываемом актами рассеяния, применимы, однако, лишь к П. с не слишком малым м (м>~~>1 см²/сек). Для меньшей подвижности l становится меньше размеров элементарной ячейки кристалла (~10^-8см) и теряет смысл, т. к. само понятие "свободного" движения носителей в кристалле связано с переходом их из одной ячейки в другую (внутри каждой ячейки электрон движется, как в атоме или молекуле). Столь малые значения м характерны для многих хим. соединений переходных и редкоземельных металлов с элементами VI группы периодич. системы элементов и для большинства полупроводников органических. Причиной является, по-видимому, сильное взаимодействие носителей с локальными деформациями кристаллич. решётки, проявляющееся в том, что носитель, локализованный в к.-л. элементарной ячейке, сильно взаимодействуя с образующими её и соседние ячейки атомами, смещает их из тех положений, к-рые они занимают, когда носителя нет. Энергия носителя в такой деформированной ячейке (поляроне) оказывается ниже, чем в соседних недеформированных, и переход его в соседнюю ячейку требует затраты энергии, к-рую он может получить от к.-л. тепловой флуктуации. После перехода покинутая носителем ячейка возвращается в недеформированное состояние, а деформируется та, в к-рую он перешёл. Поэтому след. его переход в 3-ю ячейку снова потребует энергии активации и т. д. Такой механизм движения наз. прыжковым, в отличие от рассмотренного выше зонного, связанного со свободным движением носителей в разрешённых зонах и не требующего затраты энергии на переход из ячейки в ячейку. При прыжковом механизме не имеют смысла такие представления зонной теории твёрдого тела, как квазиимпульс, эффективная масса, время и длина свободного пробега, но понятия средней скорости дрейфа под действием поля и подвижности остаются в силе, хотя уже не описываются формулой (12).

Прыжковый механизм электропроводности характерен для многих аморфных и жидких полупроводников. Носители с энергиями в области псевдозапрещённой зоны переходят от состояния локализованного вблизи одной флуктуации к другой путём таких активированных перескоков (т. к. энергии состояний вблизи разных флуктуации различны, поскольку сами флуктуации случайны и по расположению и по величине). В П. с высокой подвижностью иногда при низких темп-pax также наблюдается прыжковая проводимость (если подавляющее большинство носителей локализовано на примесях, они могут перескакивать с примеси на примесь). Явления переноса в П. с малой подвижностью пока поняты в меньшей мере, чем для П. с зонным механизмом проводимости.

Диффузия носителей. С понятием подвижности связано понятие коэф. диффузии D носителей, хаотичность движения к-рых в отсутствие поля создаёт тенденцию к равномерному распределению их в объёме П., т. е. к выравниванию их концентрации. Если в образце П. есть области повышенной и пониженной концентраций, то в нём возникает "перетекайте" носителей, т. к. число частиц, уходящих из любой области в результате хаотич. движения, пропорционально числу частиц, находящихся в ней, а число приходящих - пропорционально числу частиц в соседних с ней областях. Диффузионные потоки j_д, выравнивающие концентрации п, пропорциональны интенсивности теплового движения и перепаду концентраций и направлены в сторону её уменьшения:

Это равенство определяет понятие коэф. диффузии D, к-рый связан с подвижностью м. универсальным (если носители тока не вырождены) соотношением Эйнштейна:

к-рое, в частности, отражает связь диффузии с интенсивностью теплового движения.

Для неравновесных носителей важной характеристикой является длина диффузии lд - путь, к-рый они успевают пройти диффузионным образом за время своей жизни t.:

Величина l_д может быть различной, достигая в чистых П. с большой подвижностью 0,1 см (Ge при 300К).

Гальваномагнитные явления в полупроводниках (явления, связанные с влиянием магнитного поля на прохождение тока в П.). Магнитное поле Н, перпендикулярное электрическому Е, отклоняет дрейфующие носители в поперечном направлении и они накапливаются на боковом торце образца, так что создаваемое ими поперечное электрич. поле компенсирует отклоняющее действие магнитного поля (см. Холла эффект). Отношение этого наведённого поперечного поля к произведению плотности тока на магнитное поле (постоянная Холла)в простейшем случае носителей одного типа с изотропной эффективной массой и независящим от энергии временем свободного пробега равно: l/пес, т. е. непосредственно определяет концентрацию п носителей. Магнетосопротивление в этом случае отсутствует, т. к. эдс Холла компенсирует полностью Лоренца силу.

В П. гальваномагнитные явления значительно сложнее, чем в металлах, т. к. П. содержат 2 типа носителей (или больше, напр, тяжёлые и лёгкие дырки и электроны), времена их свободного пробега существенно зависят от энергии, а эффективные массы анизотропны. Магнитное поле отклоняет электроны и дырки в одну сторону (т. к. дрейфуют они в противоположные стороны). Поэтому их заряды и наведённое поле частично компенсируются в меру отношения их концентраций и подвижностей. Если время релаксации зависит от энергии, то дрейфовая скорость и вклад в полный ток носителей разных энергий неодинаковы. Действия магнитного и наведённого поперечного электрич. полей компенсируются только в среднем, но не для каждого носителя, т. к. сила Лоренца пропорциональна скорости, а электрич. сила от неё не зависит, т. е. закручивающее действие магнитного поля как бы уменьшает длину свободного пробега более быстро дрейфующих частиц и тем самым уменьшает ток. Из-за анизотропии эффективных масс носители движутся в направлении поля и вся картина отклонения их магнитным полем меняется.

Изучение гальваномагнитных эффектов в П. даёт обширную информацию о концентрациях носителей, о структуре энергетич. зон П. и характере процессов рассеяния.

Термоэлектрические явления в полупроводниках. Возможности использования термоэлектрических явлений в П. перспективны для прямого преобразования тепловой энергии в электрическую, а также для охлаждения. Полупроводниковые термоэлементы позволяют получать кпд преобразования ~10% или охлаждение до 230К. Причиной больших (на неск. порядков больших, чем в металлах) величин термоэдс и коэф. Пельтье (см. Пельтье эффект) в П. является относительная малость концентрации носителей. Электрон, переходя со дна зоны проводимости & с на уровень Ферми E_F металла, находящегося в контакте с данным П., выделяет энергию (теплоту Пельтье) П = Е_с - Е_Fили поглощает её при обратном переходе. С термодинамич. точки зрения Е_Fесть химический потенциал электронов и поэтому он должен быть одинаков по обе стороны контакта. В П. в области примесной проводимости величина П = Е_с - Е_F определяется условием: n = Nd - Na. При не слишком высокой концентрации примесей она оказывается большой (П = Е₀ - Е_F >> kT) и относительно быстро возрастающей с ростом темп-ры, что обеспечивает большие значения П и термоэдс а, связанной с П соотношением: П = аТ.

В металлах Е_F лежит глубоко в разрешённой зоне и из-за очень сильного вырождения в переносе тока принимают участие лишь электроны с энергиями очень близкими к Е_F. Среднее изменение энергии электрона при прохождении контакта двух металлов оказывается поэтому очень малым: П ~ kT.

Контактные явления, р - n-переход. Контакты П. с металлом или с др. П. обладают иногда выпрямляющими свойствами, т. е. значительно эффективнее пропускают ток в одном направлении, чем в обратном. Это происходит потому, что в приконтактной области изменяется концентрация или даже тип носителей тока, т. е. образуется пространственный заряд, обеспечивающий контактную разность потенциалов, необходимую для выравнивания (в состоянии равновесия) уровней Ферми по обе стороны контакта. В отличие от металлов, в П. эта область оказывается достаточно широкой, чтобы при малой концентрации носителей обеспечить нужный перепад потенциала. Если знак контактной разности потенциалов таков, что концентрация носителей в приконтактной области становится меньшей, чем в объёме П., то приконтакт-ный слой определяет электросопротивление всей системы. Внешняя разность потенциалов дополнительно уменьшает число носителей в приконтактной области, если она добавляется к контактной разности потенциалов или, наоборот, увеличивает их концентрацию, если знак её противоположен. Т. о., сопротивление контакта для токов в прямом и обратном направлениях оказывается существенно разным, что и обеспечивает выпрямляющие свойства контакта (барьер Ш о т к и).

Такие контакты явились первыми полупроводниковыми приборами (выпрямители, детекторы), однако развитие полупроводниковой электроники началось лишь после того, как были созданы р - n-пе-реходы (см. Электронно-дырочный переход) - контакты областей П. с разным типом проводимости внутри единого полупроводникового кристалла. Контактная разность потенциалов в этом случае близка к Ширине запрещённой зоны, т. к. Е_Fв га-области лежит вблизи дна зоны проводимости Е_c, а в р-области - вблизи валентной зоны Е_V. Уменьшающая её внешняя разность потенциалов вызывает диффузионные потоки электронов в р-область и дырок в n-область (инжекцию неосновных носителей тока). В обратном направлении р - n-переход практически не пропускает ток, т. к. оба типа носителей оттягиваются от области перехода. В П. с большой длиной диффузии, таких, как Ge и Si, инжектированные одним р - n-переходом неравновесные носители могут достигать другого, близко расположенного р - n-перехода, и существенно определять ток через него. Ток через р - n-переход можно изменять, создавая вблизи него неравновесные носители к.-л. др. способом, напр/ освещением. Первая из этих возможностей управления током р - n-перехода (ннжекция) является физ. основой действия транзистора, а вторая (фотоэдс) - солнечных батарей.

Горячие носители. Нелинейные явления в полупроводниках. Относительная малость концентрации свободных носителей и их средней энергии в П. (по сравнению с металлами), а также большие длины свободного пробега приводят к тому, что не только концентрации, но и распределение по энергиям носителей тока в соответствующей зоне сравнительно легко и в широких пределах можно изменять различными внешними воздействиями. Вместе с энергией носителей меняются и др. их характеристики (эффективная масса, время свободного пробега, подвижность и т. п.).

Наиболее важно воздействие сильных электрич. полей, к-рые способны изменять распределение носителей по энергиям и их концентрации. Для этого часто бывают достаточны поля ~ 100-1000 в/см, а иногда ещё меньше (см. ниже). Рассеиваясь на примесях и полностью утрачивая при этом направленность своего движения по полю, электрон вообще не отдаёт энергию, а при испускании фононов отдаёт лишь малую её долю б << 1. Поэтому, когда энергия, набираемая носителем за счёт ускорения его полем Е на длине свободного пробега l, равная еЕl, становится столь большой, что беЕl > kT, то электрон уже не способен полностью отдать её на возбуждение колебаний решётки и его средняя энергия начинает возрастать. Существенно, что из-за хаотич. изменения скорости при рассеянии возрастает именно энергия хаотич. движения, а скорость направленного движения остаётся по-Прежнему относительно малой (горячие носители). Более того, из-за возрастания числа столкновений с фоно-нами, с ростом энергии носителей увеличение v_д с дальнейшим ростом поля может замедлиться, а потом и вообще прекратиться. В результате, разогрев полем носителей тока приводит к отклонениям от закона Ома, причём характер этих отклонений весьма различен для разных П. и даже для одного и того же П. в зависимости от темп-ры, присутствия к.-л. специфич. примесей, наличия магнитного поля и т. п. (рис. 6). П. с нелинейными характеристиками находят широкое применение в различных приборах полупроводниковой электроники.

Если в нек-рой области полей дрейфовая скорость убывает с ростом поля Е, то равномерное распределение тока по образцу при полях, больших нек-рого критического, оказывается неустойчивым и вместо него спонтанно возникают движущиеся в направлении тока области (домены), в к-рых поле во много раз больше, чем в остальной части образца, а концентрация носителей также сильно отличается от её среднего по образцу значения.

Рис. 6. Различные типы нелинейных зависимостей плотности тока j = еnv_д от напряжённости электрического поля Е в полупроводниках; а - насыщающаяся; 6 - N-образная; в - S-образная.

Прохождение доменов сопровождается сильными периодич. осцилляция-ми тока. П. в таких условиях является генератором электрич. колебаний, иногда весьма высокочастотных (~10¹¹ гц). Это явление, связанное с N-образной характеристикой П. (рис. 6,6), паз. Тонна эффектом, и наблюдается в GaAs гг-типа и нек-рых соединениях типа A^IIIB^V. Оно объясняется тем, что электроны, находившиеся в Г-минимуме зоны проводимости, где их эффективная масса мала, под действием поля набирают энергию, достаточно большую (~0,35 эв) для перехода в Д-минимум, где эффективная масса значительно больше, в результате чего их дрейфовая скорость уменьшается.

В П., обладающих пьезоэлектрич. свойствами (A^lllB^V, A^lllB^Vl, Те), где упругие волны в кристаллич. решётке сопровождаются возникновением электрич. поля, увеличивающим их взаимодействие с носителями, аналогичные нелинейные эффекты возникают также из-за отклонения от равновесного распределения фононов. В этих веществах поток носителей становится интенсивным излучателем упругих волн, когда дрейфовая скорость носителей превышает скорость звука. Электрический потенциал упругой волны достаточно большой амплитуды захватывает носители, т. е. заставляет их собираться в областях минимума этого потенциала, так что они движутся вместе с волной. Если дрейфовая скорость сгустка носителей превышает скорость волны, то волна тормозит их своим полем, отбирая у них энергию, и поэтому усиливается сама. В результате, достигнув скорости звука, дрейфовая скорость перестаёт нарастать с ростом поля, а все дальнейшие затраты энергии внешнего поля идут на усиление упругих волн. В таком режиме п ь е-зополупроводники используются для усиления и генерации ультразвука.

Отклонения от закона Ома, включая и характеристики, показанные на рис. 6, могут быть вызваны не только нелинейной зависимостью v_дот Е, но и изменением концентрации носителей под действием электрич. поля, напр. из-за изменения скорости захвата носителей к.-л. примесями в условиях разогрева полем. Самым распространённым механизмом изменения концентрации носителей в сильном поле является ударная ионизация, когда горячие носители, набравшие энергию большую, чем ширина запрещённой зоны П., сталкиваясь с электронами валентной зоны, выбрасывают их в зону проводимости, создавая тем самым новые электронно-дырочные пары.

В достаточно сильном поле рождённые в результате ударной ионизации неравновесные носители могут за время своей жизни также создать новые пары, и тогда процесс нарастания концентрации носителей принимает лавинообразный характер, т. е. происходит пробой. В отличие от пробоя диэлектриков, пробой П. не сопровождается разрушением кристалла, т. к. пробивные поля для П. с шириной запрещённой зоны ДЕ~1-1,5 эв относительно невелики (<~10⁵ в/см, а в InSb <~ <~250 в/см). Специфичный для П. пробой, связанный с ударной ионизацией примесей, имеющих малую энергию ионизации, при низких темп-pax происходит в полях ~ 1-10 в/см.

Электрич. поле может и непосредственно переводить валентный электрон в зону проводимости, т. е. рождать электронно-дырочные пары. Этот эффект имеет квантовомеханич. природу и связан с "просачиванием" электрона под действием внешнего поля через запрещённую зону (см. Туннельный эффект). Он наблюдается обычно лишь в весьма сильных полях, тем больших, чем шире запрещённая зона. Такие поля, однако, реализуются во многих полупроводниковых приборах; в ряде случаев туннельный эффект определяет характеристики этих приборов (см. Туннельный диод).

Экспериментальные методы исследования полупроводников (наиболее распространённые). Ширина запрещённой зоны ДЕ, так же как и положение более высоких разрешённых зон, могут быть определены из спектров собственного поглощения или отражения света. Оптич. методы особенно эффективны в сочетании с воздействиями электрич. поля, деформацией кристалла и др. (модуляционные методы). Минимальная ширина запрещённой зоны определяется также и по температурной зависимости собственной проводимости или по положению красной границы собственной фотопроводимости. Наиболее полные и точные сведения об эффективных массах дают исследования циклотронного резонанса и магнитооптических явлений (см. Магнитооптика). Для П., в к-рых эти методы не удаётся использовать, напр. из-за малой подвижности носителей, оценить массу и плотности состояний можно по величине термоэдс. В нек-рых случаях эффективны исследования гальваномагнитных явлений в сильных магнитных полях, особенно в вырожденных П., где наблюдаются различные квантовые осцилляции типа Шубникова - Де Хааза эффекта. Осн. методом измерения концентрации носителей и определения их знака в случае примесной проводимости является эффект Холла. Знак носителей может быть установлен и по направлению термоэдс. В сочетании с измерениями проводимости эффект Холла позволяет оценить и подвижность носителей. Положение примесных уровней в запрещённой зоне определяют по красной границе фотопроводимости или чаще по температурной зависимости примесной проводимости. Фотопроводимость, а также инжекция с контактов используются для определения времени жизни и длины диффузии неравновесных носителей.

Л. В. Келдыш.

Историческая справка. Хотя П. как особый класс материалов были известны ещё к кон. 19 в., только развитие квантовой теории позволило понять особенности диэлектриков, П. и металлов (Уилсон, США, 1931). Задолго до этого были обнаружены такие важные свойства П., как выпрямление тока на контакте металл -П., фотопроводимость и др. и построены первые приборы на их основе. О. В. Лосев доказал возможность использования полупроводниковых контактов для усиления и генерации колебаний - кристаллические детекторы. Однако в последующие годы кристаллич. детекторы были вытеснены электронными лампами и лишь в нач. 50-х гг. с открытием транзисторного эффекта (Бардин, Браттейн, Шок-ли, СТА, 1948) началось широкое использование П. (гл. обр. Ge и Si) в радиоэлектронике (см. Полупроводниковая электроника). Одновременно началось интенсивное изучение физики П., чему способствовали успехи, достигнутые в технологии очистки кристаллов и их легирования. Интерес к оптич. свойствам П. возрос в связи с открытием вынужденного излучения в GaAs (Д.Н. На-следов, А. А. Рогачёв, С. М. Рывкин, Б. В. Царенков, СССР, 1962), что привело к созданию полупроводниковых лазеров вначале нар-п-персходе [Холл (США) и Б. М. Вул, А. П. Шотов и др. (СССР)], а затем на гетеропереходах (Ж. И. Алфёров и др.).

Широкие исследования П. в СССР были начаты ещё в кон. 20-х гг. под рук. А. Ф. Иоффе в Физико-техническом институте АН СССР. Многие из основных теоретич. понятий физики П. впервые сформулировали Я. И. Френкель, И. Е. Тамм, Б. И. Давыдов, Е. Ф. Гросс, В. А. Жузе, В. Е. Лашкарев, В. М. Туч-кевич и др. Они же внесли значит, вклад в изучение П. и их технич. применение.

Лит.: Иоффе А. Ф., физика полупроводников, М.- Л., 1957; Шок ли В., Теория электронных полупроводников, пер. с англ., М., 1953; Смит Р., Полупроводники, пер. с англ., М., 1962; Полупроводники. Сб. ст., под ред. Н. Б. Хеннея, пер. с англ., М., 1962; Ансельм А. И., Введение в теорию полупроводников, М. - Л., 1962; Б л а т т Ф., Физика электронной проводимости в твердых телах, пер. с англ., М., 1971; Стильбанс Л. С., физика полупроводников, М., 1967; П и к у с Г. Е., Основы теории полупроводниковых приборов, М., 1965; Гутман ф., Лаионс Л., Органические полупроводники, пер. с англ., М., 1970; Остин И., Илуэлл Д., Магнитные полупроводники, "Успехи физических наук", 1972, т. 106, в. 2; Алексеев А. А., Андреев А. А., Прохоренко В, Я., Электрические свойства жидких металлов и полупроводников, там же т. 106, в. 3.

ПОЛУПРОВОДНИКИ АМОРФНЫЕ, вещества в твёрдом аморфном состоянии, обладающие свойствами полупроводников (см. Аморфное состояние). П. а. разделяют на 3 группы: ковалентные (аморфные Ge и Si, InSb, GaAs и др.), халькоге-яидные стёкла (напр., As₃₁Ge₃₀Se₂₁Te₁₈), оксидные стёкла (напр., V₂O₅ - P₂O₅) и диэлектрич. плёнки (SiO_х, A1₂O₃, Si₃N₄ и др.).

Энергетич. спектр П. а. отличается от кристаллич. П. наличием "хвостов" плотности электронных состояний, проникающих в запрещённую зону. По одной из теорий, П. а. следует рассматривать как сильно легированный и сильно компенсированный полупроводник, у к-рого "дно" зоны проводимости и "потолок" валентной зоны флуктуируют, причём это - крупномасштабные флуктуации порядка ширины запрещённой зоны. Электроны в зоне проводимости (и дырки в валентной зоне) разбиваются на систему "капель", расположенных в ямах потенциального рельефа и разделённых высокими барьерами. Электропроводность в П. а. при очень низких температурах осуществляется посредством подбарьерного туннелирования электронов между ямами аналогично прыжковой проводимости. При более высоких темп-pax электропроводность обусловлена тепловым "забросом" носителей на высокие энергетич. уровни.

П. а. имеют различные практич. применения. Халькогенидные стёкла благодаря прозрачности для инфракрасного излучения, высокому сопротивлению и высокой фоточувствительности применяются в передающих телевизионных трубках, а также для записи голограмм (см. Голография). Диэлектрические плёнки применяются также в структурах МДП (металл - диэлектрик - полупроводник).

В системах металл - плёнка П. а.-металл при достаточно высоком напряжении (выше порогового) возможен быстрый (~10^-10сек) переход (переключение) П. а. из высокоомного состояния в низкоомное. В частности, существует переключение с "памятью", когда высокопроводящее состояние сохраняется и после снятия напряжения (память "стирается" обычно сильным и коротким импульсом тока). Низкоомное состояние в системах с памятью связано с частичной кристаллизацией П. а.

Лит.: Мотт Н., Дэвис Э., Электронные процессы в некристаллических веществах, пер. с англ., М., 1974.

В. М. Любим, В. Б. Сандомирский.

ПОЛУПРОВОДНИКИ ОРГАНИЧЕСКИЕ, твёрдые органические вещества, к-рые имеют (или приобретают под влиянием внешних воздействий) электронную или дырочную проводимости (см. Полупроводники). П. о. характеризуются наличием в молекулах системы сопряжения (см. Валентность). Носители тока в П. о. образуются в результате возбуждения л-электронов, делокализованных по системе сопряжённых связей. Энергия активации, необходимая для образования носителей тока в П. о., снижается по мере увеличения числа сопряжений в молекуле и в полимерах может быть порядка тепловой энергии.

К П. о. относятся органические красители (напр., метиленовый голубой, фталоцианины), ароматические соединения (нафталин, антрацен, виолантрен и др.), полимеры с сопряжёнными связями, некоторые природные пигменты (хлорофилл, р-каротин и др.), молекулярные комплексы с переносом заряда, а также ион-радикальные соли. П. о. существуют в виде монокристаллов, поликристаллическнх или аморфных порошков и плёнок. Величины удельного сопротивления р при комнатной темп-ре у П. о. лежат в диапазоне от 10¹⁸ ом*см (нафталин, антрацен) до 10^-2ом*см (ион-радикальные соли, см. рис.). Наиболее проводящими П. о. являются ион-радикальные соли, на основе анион-радикала тетрацианхинодиметана. Они обнаруживают электропроводность метал-лич. характера. У П. о. с низкой электропроводностью наблюдается явление фотопроводимости.

Удельное электросопротивление р и энергия активации U_A электропроводности органических и неорганических полупроводников,

П. о. обладают особенностями, к-рые определяются молекулярным характером их структуры и слабым межмолекулярным взаимодействием: 1) поглощение света вызывает возбуждение молекул, к-рое может мигрировать по кристаллу в виде экситонов; 2) образование носителей тока под действием света связано с распадом экситонов на поверхности кристалла, дефектах его структуры, примесях, при взаимодействии экситонов друг с другом, а также с автоионизацией высоковозбуждённых молекул; 3) зоны проводимости узки (~0,1 эв), подвижность носителей тока, как правило, мала (~1 см^г!в*сек); 4) наряду с зонным механизмом электропроводности осуществляется прыжковый механизм. В кристаллах ион-радикальных солей межмолекулярное взаимодействие сильно анизотропно, что приводит к высокой анизотропии оптич. и электрич. свойств и позволяет рассматривать этот класс П. о. как квазиодномерные системы.

П. о. находят применение в качестве светочувствительных материалов (напр., для процессов записи информации), в микроэлектронике, для изготовления различного рода датчиков. Исследование П. о. важно для понимания процессов преобразования и переноса энергии в сложных физико-химич. системах и в особенности в биологич. тканях. С П. о., в частности с ион-радикальными солями, связана перспектива создания сверхпроводников с высокой критической темп-рой.

Лит.: Органические полупроводники, 2 изд., М., 1968; Богуславский Л. И., Ванников А. В., Органические полупроводники и биополимеры, М., 1968; Гутман Ф., Лаионс Л., Органические полупроводники, пер. с англ., М., 1970.

Л. Д. Розенштейн, Е. Л. Франкевич.,

ПОЛУПРОВОДНИКОВАЯ ЭЛЕКТРОНИКА, отрасль электроники, занимающаяся исследованием электронных процессов в полупроводниках и их использованием- гл. обо. в целях преобразования и передачи информации. Именно с успехами П. э. связаны, в основном, высокие темпы развития электроники в 50-70-х гг. 20 в. и её проникновение в автоматику, связь, вычислит, технику, системы управления, астрономию, физику, медицину, в исследования космич. пространства, в быт и т. д.

Краткая историческая справка. Осн. вехи развития П. э.- открытие фотоэффекта в селене (У. Смит, США, 1873), открытие односторонней проводимости контакта металла с полупроводником (К. Ф. Браун, 1874), использование кристаллич. полупроводников, напр. галенита (PbS), в качестве детекторов для демодуляции радиотелеграфных и радиотелефонных сигналов (1900-05), создание меднозакисных (купроксных) и селеновых выпрямителей тока и фотоэлементов (1920-26), использование кристаллич. детекторов для усиления и генерирования колебаний (О. В. Лосев, 1922), изобретение транзистора (У. Шокли, У. Браттейн, Дж. Бардин, 1948), создание планарной технологии (1959), появление интегральной электроники и переход к микроминиатюризации электронного оборудования (1959-61). Большой вклад в создание П. э. внесли сов. учёные - физики и инженеры (А. Ф. Иоффе, Н. П. Сажин, Я. И. Френкель, Б. М. Вул, В. М. Тучкевич, Г. Б. Абду-лаев, Ж. И. Алфёров, К. А. Валиев, Ю.П. Докучаев, Л. В. Келдыш, С. Г. Калашников, В. Г. Колесников, А. В. Кра-силов, В. Е. Лашкарёв, Я. А. Федотов и мн. др.).

Физические основы П. э. Развитие П. э. стало возможным благодаря фундаментальным научным достижениям в области квантовой механики, физики твёрдого тела и физики полупроводников.

В основе работы полупроводниковых (ПП) электронных приборов и устройств лежат следующие важнейшие свойства полупроводников и электронные процессы в них: одновременное существование носителей заряда двух знаков (отрицательных - электронов проводимости и положительных - дырок); сильная зависимость величины и типа электропроводности от концентрации и типа примесных атомов; высокая чувствительность к воздействию света и тепла, чувствительность к действию магнитного поля и механич. напряжений; эффект односторонней проводимости при протекании тока через запирающий слой электронно-дырочного перехода (р - n-перехода) или Шотки барьера, нелинейность вольтам-перных характеристик таких слоев, введение (инжекция) неосновных носителей, нелинейная ёмкость р - n-перехода; туннельный переход носителей сквозь потенциальный барьер (см. Туннельный эффект), лавинное размножение носителей в сильных электрич. полях; переход носителей из одного минимума энергетия. зоны в другой с изменением их эффективной массы и подвижности и др.

Один из эффектов, наиболее широко используемых в П. э., - возникновение р - га-перехода на границе областей полупроводника с различными типами проводимости (электронной - в га-области, дырочной - в р-области); его осн. свойства - сильная зависимость тока от полярности напряжения, приложенного к переходу (ток в одном направлении может в 10^s раз и более превышать ток в др. направлении), и способность к ин-жекции дырок в га-область (или электронов в р-область) при включении напряжения в направлении пропускания тока через р-n-переход. Свойства, близкие к свойствам р-n-перехода, имеет барьер Шотки, обладающий вентильными свойствами (односторонней проводимостью), но не обладающий способностью к ин-жекции. И р-n-переход, и барьер Шотки обладают электрич. ёмкостью, изменяющейся по нелинейному закону с изменением напряжения. При превышении внешним обратным напряжением определённой величины в них развиваются явления пробоя. Сочетание двух р-п-переходов, расположенных близко в одном кристалле полупроводника, даёт транзисторный эффект: эффект управления током запертого перехода с помощью тока отпертого перехода. Три р-n-перехода в одном кристалле, разделяющие четыре области попеременно электронной и дырочной проводимости, образуют тиристор. Решающее значение для П. э. имеет транзисторный эффект: именно на его основе работают ПП приборы основного типа - транзисторы, к-рые определили коренные изменения в радиоэлектронной аппаратуре и ЭВМ и обеспечили широкое применение систем автоматического управления в технике.

К физ. явлениям, к-рые в нач. 70-х гг. 20 в. стали использовать в П. э., относится и акустоэлектрический эффект в диэлектрич. и ПП материалах. На основе этого эффекта оказалось возможным создавать усилители электрич. колебаний, активные электрич. фильтры, линии задержки с усилением сигнала, что привело к появлению нового направления П. э.-акустоэлектроники.

Одна из наиболее общих черт развития П. э.- тенденция к интеграции самых различных физ. эффектов в одном кристалле. П. э. начинает смыкаться с электроникой диэлектрич. материалов (см. Диэлектрическая электроника), магнитных материалов и т. д., превращаясь постепенно в электронику твёрдого тела в самом широком смысле этого слова.

ПП технология. Гл. технологич. задачи П. э. - получение полупроводниковых материалов (в основном монокристаллических) с требуемыми свойствами, реализация сложных ПП структур (прежде всего р-га-переходов)и разработка методов изготовления полупроводниковых приборов, в к-рых ПП слои сочетаются с диэлектрическими и металлическими. Образование р -- п-переходов сводится к введению в полупроводник необходимого количества нужных примесей в строго определённых областях. В наст, время (1975) распространены 3 способа получения р-п-переходов: сплавление, диффузия и ионное внедрение (имплантация).

При сплавлении на поверхность пластины из полупроводника, обладающего одним типом проводимости (напр., на n-Ge, богатый донорами), помещают кусочек металла, проникновение атомов к-рого в полупроводник способно придавать ему проводимость др. типа (напр., кусочек In, атомы к-рого служат в Ge акцепторами), и нагревают пластину. Т. к. темп-pa плавления In значительно ниже темп-ры плавления Ge, то In расплавляется, когда Ge ещё остаётся в твёрдом, кристаллич. состоянии. Ge растворяется в капельке расплавленного In до насыщения. При последующем охлаждении растворённый Ge начинает выделяться из расплава и кристаллизоваться вновь, восстанавливая растворившуюся часть кристалла. В процессе кристаллизации атомы Ge захватывают с собой атомы In. Образовавшийся слой Ge оказывается обогащённым In и приобретает проводимость дырочного типа. Т. о., на границе этого слоя и нерастворившейся части кристалла Ge образуется р - га-переход.

При диффузии, напр., из газовой фазы пластина полупроводника, обладающего, скажем, электронной проводимостью, помещается в пары вещества, придающего полупроводнику дырочный характер проводимости и находящегося при темп-ре на 10-30% ниже температуры плавления полупроводника. Атомы вещества-диффузанта, совершая хаотическое тепловое движение, бомбардируют открытую поверхность полупроводника и проникают в глубь его объёма. Макс. концентрация их создаётся в приповерх-ностном слое. Этот слой приобретает дырочную проводимость. По мере удаления от поверхности концентрация акцепторов падает и в нек-ром сечении становится равной концентрации доноров. Это сечение будет соответствовать положению р-га-перехода. В слоях, расположенных более глубоко, преобладают доноры, и полупроводник остаётся электронным. Распространены также и др. методы диффузии: диффузия из тонких слоев диффузанта, нанесённых непосредственно на поверхность полупроводника, из стекловидных слоев, содержащих диффузант, в потоке инертного газа, смешанного с парами диффузанта, и т. д. В качестве диффузанта могут использоваться не только чистые доноры или акцепторы, но и их соединения. Метод диффузии - осн. метод получения р - n-переходов.

Ионное внедрение является одним из способов получения р-п-переходов, дополняющим и частично заменяющим диффузию (рис. 1).

Исключительно важную роль в развитии П. э. сыграло появление и быстрое распространение планарной технологии. Большое значение планарной технологии определяется тем, что она обеспечила: широкий переход к групповому методу изготовления ПП приборов (одновременно на одной ПП пластине изготовляется неск. тысяч приборов); существ. повышение точности и воспроизводимости конфигурации элементов приборов и связанное с этим повышение воспроизводимости электрич. параметров; резкое уменьшение размеров элементов и зазоров между ними - до микронных и субмикронных - и создание на этой основе СВЧ усилительных и генераторных транзисторов (рис. 2); реализацию т. н. полевых приборов, в т. ч. полевых транзисторов; возможность создания на одном ПП кристалле законченного электронного устройства - ПП интегральной схемы, включающей в себя необходимое число отд. ПП приборов (диодов, транзисторов и др.), резисторов, конденсаторов и соединений между ними. Главное достоинство планарной технологии в том, что именно она сделала возможным интенсивное развитие интегральной микроэлектроники, привела к исчезновению грани между изготовлением деталей и элементов электронной техники и изготовлением радиоэлектронной аппаратуры. Последовательные процессы изготовления ПП материалов, затем - ПП приборов и, наконец, устройств, ранее значительно разнесённые во времени и разобщённые в пространстве, оказались совмещёнными в одном технологическом цикле.

Рис. 1. Универсальная ионнолучевая установка "Везувий-1" (СССР) с энергией ионов до 200 кэв, позволяющая осуществлять ионное легирование полупроводниковых материалов практически любыми примесями: 1 - пульт управления; 2 - источник и ускоритель ионов; 3 -магнитный сепаратор ионов; 4 - камера легирования.

Рис. 2. Структура мощного СВЧ кремниевого транзистора, позволяющего получить мощность 5 вт на частоте 2 Ггц (фотография; увеличено в 60 раз). Транзистор содержит 234 эмиттера с размерами 1,5X30 мкм и 18 стабилизирующих резисторов; 18 алюминиевых проволочек соединяют кристалл прибора с выводами.

Особенности ПП производства. Большая сложность изделий П. э., их весьма высокая чувствительность к микроско-пич. дозам загрязнений и невозможность исправления брака выдвигают исключительно высокие требования к качеству материалов, точности работы оборудования и условиям производства. Во мн. случаях речь идёт определьно достижимых (на совр. уровне техники) требованиях, существенно превосходящих требования, выдвигаемые др. отраслями техники.

Материалы П. э. должны иметь строго заданные состав и структуру, нередко - обладать исключительно высокими чистотой и совершенством структуры. Так, напр., Ge высокой чистоты характеризуется содержанием неконтролируемых примесей <10^-10.

О требованиях к точности работы оборудования можно получить представление на примере оптико-меха-нич. установок. Для создания на поверхности пластины диаметром 30-80 мм сотен тыс. элементов различной формы и размеров применяют шаблоны, при помощи которых последовательно проводят неск. диффузионных процессов, наносят металлические плёнки и т. д. При изготовлении фотошаблонов и совмещении очередного шаблона с рисунком, ранее нанесённым на ПП пластину, точность работы оптико-механич. оборудования должна составлять десятые доли мкм. Поэтому оптич. часть оборудования, разработанного специально для нужд П. э., характеризуется сверхвысокой разрешающей способностью, достигающей более 1000 линий на мм (уприменяемых фотоматериалов она ещё выше - 1500 линий на мм), и не имеет аналогов в др. областях техники. Уменьшение размеров элемента до 1 мкм и переход к субмикронным размерам создают значит. трудности, обусловленные гл. обр. явлением дифракции. Их преодоление - в переходе от световых лучей к электронным, к-рые могут быть сфокусированы до десятых и сотых долей мкм. В этом случае минимальный размер элемента будет определяться диаметром электронного луча. Механич. обработка ПП пластин должна осуществляться по 14-му классу чистоты обработки поверхности, с отклонениями от плоскости (плоскостностью), не превышающими 1 мкм. Особые требования выдвигаются также и по отношению к термич. оборудованию: точность установки и поддержания темп-ры на уровне 1000-1300 °С должна быть не хуже ±0,5 °С.

Рис. 3. Участок цеха, в котором производится чистая сборка полупроводниковых приборов.

Очень жёсткие требования предъявляются к условиям производства изделий П. э. Газовая среда, в к-рой проходят нек рые, наиболее важные технологич. процессы, должна подвергаться тщательной осушке и обеспы-ливанию. Содержание в ней влаги измеряется долями процента и оценивается по темп-ре газа, при к-рой наступает конденсация влаги (по точке росы). Если в цеховой атмосфере поддерживается т. н. комфортная влажность (соответствующая относит, влажности 50-60% ), то в спец. боксы (скафандры), в к-рых осуществляется, напр., сборка изделий (рис. 3), подаётся воздух, азот или аргон, осушенный до точки росы, равной -(50-70) °С. Один из наиболее серьёзных врагов ПП произ-ва - пыль. Одна пылинка размером в неск. мкм, попавшая на поверхность пластины в ходе процессов фотолитографии, почти всегда приводит к неисправимому браку. В зависимости от сложности изделия и нек-рых др. требований запылённость воздуха на рабочем месте возле обрабатываемой ПП пластины должна составлять не более 4000 пылинок на м³. Столь низкий уровень запылённости обеспечивается оборудованием внутри цехов т. н. чистых комнат, доступ в к-рые разрешается только огранич. кругу лиц. Персонал, работающий в чистых комнатах, переодевается в спец. одежду и проходит к рабочему месту через герметичные шлюзы, где производится обдув одежды и удаление пыли. В чистых комнатах до 300 раз в час совершается полный обмен воздуха с пропусканием его через соответствующие фильтры. Совершенно обязательно соблюдение персоналом требований личной гигиены: регулярное и тщательное мытьё рук, ношение специальной одежды, перчаток, шапочек и косынок и т. д. Все эти меры являются совершенно необходимым условием для обеспечения высоких экономических показателей и качества выпускаемой продукции, в том числе надёжности изделий.

Совершенствование радиоэлектронной аппаратуры (на базе достижений П. э.). Считается, что аппаратура на электронных лампах - это первое поколение электронной аппаратуры, на дискретных ПП приборах - второе поколение, на интегральных микросхемах - третье поколение. Появление плоскостных диодов и транзисторов дало возможность перейти к замене электровакуумных приборов полупроводниковыми. Это позволило в десятки раз уменьшить массу и габариты аппаратуры, понизить потребляемую ею мощность, повысить надёжность её работы. Практич. пределом миниатюризации электронной аппаратуры с помощью дискретных элементов стала микромодульная конструкция (см. Микромодулъ). Дальнейшее уменьшение габаритов аппаратуры путём уменьшения размеров дискретных деталей и элементов привело бы к значит. росту трудоёмкости сборки и, что особенно опасно, к резкому снижению надёжности аппаратуры за счёт ошибок и недостаточно высокого качества соединений. Переход к интегральной микроэлектронике явился качеств, скачком, открывшим возможность дальнейшего уменьшения габаритов и повышения надёжности электронного оборудования; появилась возможность включать в состав интегральной микросхемы различные электропреобразовательные приборы, приборы оптоэлектраники, акустоэлект-роники и приборы др. классов.

Новые принципы изготовления электронных устройств, развившиеся, с одной стороны, из техники печатного монтажа (гибридные интегральные микросхемы) и, с др. стороны, из техники группового изготовления мн. элементов на одном кристалле (монолитные или ПП интегральные микросхемы), увеличили эквивалентную плотность упаковки элементов (транзисторов, диодов, резисторов) до неск. тысяч и десятков тысяч элементов в см³. Так началась микроминиатюризация электронной аппаратуры. Интегральная микросхема потребовала решения задач схемотехники. П. э. в своём развитии вступила в фазу микроэлектроники.

Развитие микроэлектроники характеризуется быстро нарастающим уровнем интеграции: от неск. эквивалентных диодов и транзисторов в одном корпусе к изготовлению больших (БИС) и сверхбольших (СБИС) интегральных микросхем. Число функциональных элементов в них может составлять неск. тысяч и даже неск. десятков тысяч (рис. 4). Т. н. многокристальные СБИС могут объединять в одном корпусе неск. кристаллов БИС и дискретных бескорпусных диодов и транзисторов, образующих, напр., всю электронную часть вычислит, машины, включая и электронную память. При создании таких сложных устройств электронной техники приходится решать уже не только схемотехнич. задачи, но и задачи системотехники. Увеличение степени интеграции привело к реализации тех или иных свойств, присущих дискретным приборам, напр. усилительных (как у транзистора), выпрямляющих (как у диода), в объёмах кристалла, имеющих размер всего лишь неск. десятков или сотен межатомных расстояний. Намечается переход к использованию свойств, распределённых по объёму кристалла, т. е. переход от интеграции электронных приборов с функциями, сосредоточенными в к.-л. объёме, к интеграции функций, распределённых по всему объёму кристалла. Так зарождается четвёртое поколение электронной аппаратуры.

Рис. 4. Большая интегральная микросхема для электронных часов. В кристалле кремния с активной площадью около 3 мм²создано 1438 п- и р-канальных полевых транзисторов, образующих посредством двухслойной системы связей микро-ЭВМ, к-рая ведёт отсчёт текущего времени суток (секунд, минут, часов), дней недели, дат; расходуемая мощность не более 10 мквт.

Продукция П. э. Номенклатура ПП приборов исключительно широка, она насчитывает десятки тыс. типов приборов, в основном кремниевых. Мировая промышленность выпускает (1974) св. 10 млрд. дискретных ПП приборов и более 1 млрд. интегральных микросхем в год. Развитие микроэлектроники не отразилось существ, образом на темпах роста выпуска дискретных ПП приборов; потребность в них, по-видимому, будет сохраняться ещё длит, время. Появление разнообразнейших ПП приборов позволило осуществить сложные, зачастую принципиально новые электронные устройства и создать самостоят, отрасль электронной промышленности - пром-сть, производящую дискретные ПП приборы и интегральные микросхемы.

Выпускаемые пром-стью изделия П. э. характеризуются высокими эксплуатац. свойствами: они могут работать в диапазоне темп-р от -60 до +200 °С, выдерживать значит, механич. и климатич. нагрузки (вибрации, удары, постоянные ускорения, циклич. изменения температуры, воздействие влаги и т. д.); они характеризуются интенсивностью отказов ~10^-6-10^-9 отказа в час в реальных условиях эксплуатации.

Перспективы развития. Развитие П. э. происходит в направлении быстрого возрастания степени интеграции, к-рая часто достигает 10-20 тыс. ПП приборов на одном кристалле (1975), а также в направлении повышения мощности и частоты электромагнитных колебаний, преобразуемых в одном ПП приборе (до сотен вт и десятков Ггц), в т. ч. создания ПП генераторов и усилителей миллиметрового диапазона. Наряду с интеграцией большого числа сходных приборов развивается также интеграция в одной микросхеме приборов, использующих различные физ. принципы. При этом, помимо физ. процессов в полупроводниках, используют процессы в диэлектриках, сверхпроводниках (напр., Джозефсона эффект), магнитных плёнках и т. д. ПП элементы, напр. холодные катоды с полупроводниковыми гетеропереходами, ПП аноды с р - n-переходом, в к-ром происходит умножение тока, матричные мишени видиконов, содержащие 0,5-1 млн. фотодиодов, проникают также в вакуумную электронику, позволяя существенно усовершенствовать нек-рые типы электровакуумных приборов.

Лит.: Иоффе А. Ф., Физика полупроводников, [2 изд.], М.-Л., 1957; Федотов Я. А., Основы физики полупроводниковых приборов, М., 1970; Интегральные схемы, пер. с англ., М., 1970; Пасынков В. В., Чирки н Л. К., Шинков А. Д., Полупроводниковые приборы, М., 1973; Кремниевые планарные транзисторы, под ред. Я. А. Федотова, М., 1973.

А. И. Шокин.

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ МАТЕРИАЛЫ, полупроводники, применяемые для изготовления электронных приборов и устройств. В полупроводниковой электронике используют гл. обр. кри-сталлич. П. м. Большинство из них имеет кристаллич. структуру с тетраэдрич.
координацией атомов, характерной для структуры алмаза.

Значительную роль в развитии полупроводниковой техники сыграл селен: селеновые выпрямители долгое время оставались основными полупроводниковыми приборами, получившими массовое применение.

В нач. 70-х гг. 20 в. наиболее распространённые П. м.- кремний и германий. Обычно их изготовляют в виде массивных монокристаллов, легированных различными примесями. Легированные монокристаллы Si с удельным сопротивлением 10^-3-10⁴ом * см получают преим. методом вытягивания из расплава (по Чохральскому), а легированные монокристаллы Ge с удельным сопротивлением 0,1-45 ом*см получают, кроме того, зонной плавкой. Как правило, примесные атомы V группы периодич. системы (Р, As и Sb) сообщают кремнию и германию электронную проводимость, а примесные атомы III группы (В, А1, Ga, In) - дырочную. Si и Ge обычно используют для изготовления полупроводниковых диодов, транзисторов, интегральных микросхем и т. д.

Большую группу П. м. составляют химич. соединения типа А^III B^v (элементов III группы с элементами V группы) -арсениды, фосфиды, антимониды, нитриды (GaAs, InAs, GaP, InP, InSb, AlN, BN и др.). Их получают различными методами изготовления монокристаллов как из жидкой, так и из газовой фазы. Синтез и выращивание монокристаллов обычно производят в замкнутых сосудах из высокотемпературных химически инертных материалов, обладающих высокой прочностью, поскольку давление насыщенного пара над расплавом таких элементов, как Р и As, сравнительно велико. Примеси элементов II группы придают этим П. м., как правило, дырочную проводимость, а элементов IV группы - электронную. П. м. этой группы используют в основном в полупроводниковых лазерах, светоизлучающих диодах, Ганна диодах, фотоэлектронных умножителях, в качестве плёночных детекторов излучения в рентгеновской, видимой и инфракрасной областях спектра электромагнитных волн.

П. м. типа A^IIB^VI, из к-рых наиболее широко применяют соединения ZnO, ZnS, CdS, CdSe, ZnSe, HgSe, CdTe, ZnTe, HgTe, получают преим. с помощью химических реакций в газовой фазе или сплавлением компонентов. Удельное сопротивление и тип проводимости этих П. м. определяются не столько легирующими примесями, сколько характерными для них структурными дефектами, связанными с отклонением их состава от стехиометрического (см. Стехиометрия). Использование П. м. этого типа связано гл. обр. с их оптич. свойствами и фоточувствительностью. Поэтому их применяют в фоторезисторах, фотоэлементах, электроннолучевых приборах и приборах ночного видения, модуляторах оптич. излучения (см. Модуляция света) и т. д.

К П. м. относят также нек-рые аморфные стеклообразные халькогенидные системы, напр, сплавы Р, As, Sb, Bi с Ge, S, Se, Те, и оксидные системы, напр. V₂O₅ - Р₂О₅ - R_xО_y, где R - металлы I - IV групп, х - число атомов металла и y - число атомов кислорода в окисле. Их используют гл. обр. в качестве оптич. покрытий в приборостроении.

П. м. в широких пределах изменяют свои свойства с изменением темп-ры, а также под влиянием электрич. и магнитных полей, механич. напряжений, облучения и др. воздействий. Этим пользуются для создания различного родадатчиков.

П. м. характеризуются след. осн. параметрами: удельным сопротивлением, типом проводимости, шириной запрещённой зоны, концентрацией носителей заряда и их подвижностью, эффективной массой и временем жизни. Ряд характеристик П. м., напр, ширина запрещённой зоны и эффективная масса носителей, относительно слабо зависит от концентрации химических примесей и степени совершенства кристаллической решётки. Но многие параметры практически полностью определяются концентрацией и природой химических примесей и структурных дефектов. Некоторые физические свойства важнейших П. м. приведены в таблице.

В электронных приборах П. м. используют как в виде объёмных монокристаллов, так и в виде тонких моно- и поли-кристаллич. слоев . (толщиной от долей мкм до неск. сотен мкм), нанесённых на различные, напр, изолирующие или полупроводниковые, подложки (см. Микроэлектроника). В таких устройствах П. м. должны обладать определёнными электрофизич. свойствами, стабильными во времени и устойчивыми к воздействиям среды во время эксплуатации. Большое значение имеют однородность свойств П. м. в пределах монокристалла или слоя, а также степень совершенства их кристаллич. структуры (плотность дислокаций, концентрация точечных дефектов и др.).

В связи с высокими требованиями к чистоте и совершенству структуры П. м. технология их производства весьма сложна и требует высокой стабильности тех-нологич. режимов (постоянства темп-ры, расхода газовой смеси, продолжительности процесса и т. д.) и соблюдения спец. условий, в частности т. н. полупроводниковой чистоты аппаратуры и помещений (не более 4 пылинок размером свыше 0,5 мкм в 1 л воздуха). Продолжительность процесса выращивания монокристаллов в зависимости от их размеров и вида П. м. составляет от неск. десятков мин до неск. сут. При обработке П. м. в пром. условиях используют процессы резания П. м. алмазным инструментом, шлифовки и полировки их поверхности абразивами, термич. обработки, травления щелочами и кислотами.

Контроль качества П. м. весьма сложен и разнообразен и выполняется с помощью специализированной аппаратуры. Осн. контролируемые параметры П. м.: химич. состав, тип проводимости, удельное сопротивление, время жизни носителей, их подвижность и уровень легирования. Для анализа состава П. м. обычно пользуются оптич., спектральными, масс-спектроскопическими и ак-тивационными методами. Электрофизич. характеристики измеряют т. н. зондо-выми методами или используют Холла эффект. Совершенство структуры монокристаллов исследуют методами рентге-ноструктурного анализа и оптич. микроскопии. Толщину слоев измеряют либо бесконтактными оптич. методами, либо методами сошлифовки слоя.

Лит.: Технология полупроводниковых материалов, пер. с англ., М., 1961;
Таблица некоторых физических свойств важнейших полупроводниковых материалов
 

Элемет, тип соединения	Наименование материала	Ширина запрещённой зоны, эв		Подвижность носителей заряда при 300К, см2/(в * сек)		Кристаллическая структура	Постоянная решётки, А	Температура плавления, °С	Упругость пара при температу-ре плавления, атм
		при 300 К	при 0 К	электроны	дырки
Элемент	С (алмаз)	5,47	5,51	1800	1600	алмаз	3,56679	4027	10-9
	Ge	0,803	0,89	3900	1900	типа алмаза	5,65748	937
	Si	1,12	1,16	1500	600		5,43086	1420	10-6
	a- Sn		-0,08			"	6,4892
IV- IV	а-SiC	3	3,1	400	50	типа сфалерита	4,358	3100
III-V	AlSb	1,63	1,75	200	420	типа сфалерита	6,1355	1050	<0,02
	ВР	6				"	4,538	>1300	>24
	GaN	3,5				типа вюрт-цита	3,186
							(по оси а) 5,176 (по оси с)	>1700	>200
	GaSb	0,67	0,80	4000	1400	типа сфалерита	6,0955	706	<4Х10-4
	GaAs	1,43	1,52	8500	400	то же	5,6534	1239	1
	GaP	2,24	2,40	110	75	"	5,4505	1467	35
	InSb	0,16	0,26	78000	750	"	6,4788	525	<10-5
	InAs	0,33	0,46	33000	460	"	6,0585	943	0,33
	InP	1,29	1,34	4600	150	"	5,8688	1060	25
H-VI	CdS	2,42	2,56	300	50	типа вюртцита	4,16 (по оси а) 6, 756 (по оси с)	1750
	CdSe	1,7	1,85	800		типа сфалерита	6,05	1258
	ZnO	3,2		200		кубич. типа вюртцита	4,58 3,82 (по оси а) 6,26 (по оси с)	1975
	ZnS	3,6	3,7	165				1700
IV-VI	PbS	0,41	0,34	600	700	кубич.	5,935	1103
	PbTe	0,32	0,24	6000	4000	то же	6,460	917

М., Полупроводниковые материалы, пер. с франц., М., 1971; 3 и С. М., Физика полупроводниковых приборов, пер. с англ., М., 1973; Палатник А. С., Сорокин В. К., Основы пленочного полупроводникового материаловедения, М., 1973; Кристал-лохимические, физико-химические и физические свойства полупроводниковых веществ, М., 1973.

Ю. Н. Кузнецов, А. Ю. Малинин.

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ПРИБОРЫ, электронные приборы, действие к-рых основано на электронных процессах в полупроводниках. В электронике П. п. служат для преобразования различных сигналов, в энергетике - для непосредств. преобразования одних видов энергии в другие.

Известно много разнообразных способов классификации П. п., напр, по назначению и принципу действия, по типу материала, конструкции и технологии, по области применения. Однако к осн. классам П. п. относят следующие: элект-ропреобразоват. приборы, преобразующие одни электрич. величины в др. электрич. величины (полупроводниковый диод, транзистор, тиристор); опто-электронные приборы, преобразующие световые сигналы в электрические и наоборот (оптрон, фоторезистор, фотодиод, фототранзистор, фототиристор. полупроводниковый лазер, светоизлу-чающий диод, твердотельный преобразователь изображения - аналог видикона и т. п.); термоэлектрические приборы, преобразующие тепловую энергию в электрическую и наоборот (термоэлемент, термоэлектрический генератор, солнечная батарея, термистор и т. п.); магнитоэлектрич. приборы (датчик, использующий Холла эффект, и т. п.); пьезоэлектрич. и тензометрич. приборы, к-рые реагируют на давление или механич. смещение. К отд. классу П. п. следует отнести интегральные схемы, к-рые могут быть электропреобразующими, оп-тоэлектронными и т. д. либо смешанными, сочетающими самые различные эффекты в одном приборе. Электропреобразоват. П. п.- наиболее широкий класс приборов, предназначенных для преобразования (по роду тока, частоте и т. д.), усиления и генерирования электрич. колебаний в диапазоне частот от долей гц до 100 Ггц и более; их рабочие мощности находятся в пределах от < 10^-12вт до неск. сотен вт, напряжения - от долей в до неск. тыс. в и ток - от неск. на до неск. тыс. а. В зависимости от применяемого полупроводникового материала различают германиевые, кремниевые и др. П. п. По конструктивным и технологич. признакам П. п. разделяют на точечные и плоскостные; последние, в свою очередь, делят на сплавные, диффузионные, ме-запланарные, планарные (наиболее распространены, см. Планарная технология), эпипланарные и др. В соответствии с областью применения различают высокочастотные, высоковольтные, импульсные и др. П. п.

П. п. выпускают в металлостеклянных, металлокерамич. или пластмассовых корпусах, защищающих приборы от внешних воздействий; для использования в гибридных интегральных схемах выпускаются т. н. бескорпусные П. п. (см. Микроэлектроника). Номенклатура П. п., выпускаемых во всех странах, насчитывает ок. 100 000 типов приборов различного назначения. См. также Полупроводниковая электроника.

Я. А. Федотов.

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЙ ГЕТЕРОПЕРЕХОД, контакт двух различных по химич. составу полупроводников. На границе раздела изменяется обычно ширина запрещённой зоны ДЕ, подвижность носителей тока, их эффективные массы и др. характеристики полупроводников. В "резком" П. г. изменение свойств происходит на расстоянии, сравнимом или меньшем, чем ширина области объёмного заряда (см. Электронно-дырочный переход). В зависимости от легирования обеих сторон П. г. можно создать р-п-гетеропереходы (анизотипные), р-р- и п - и-гетеропереходы (изотипные). Комбинации различных П. г. и р-n-перехо-дов образуют гетероструктуры.

Идеальная стыковка кристаллич. решёток в П. г. возможна лишь при совпадении типа, ориентации и периода кристаллических решёток сращиваемых материалов. Кроме того, в идеальном П. г. граница раздела должна быть свободна от структурных и др. дефектов (дислокаций, заряженных центров и т. п.) и механич. напряжений. Наиболее широко применяются монокристаллич. П. г. между полупроводниковыми соединениями типа A^II1B^Vи их твёрдыми растворами на основе арсенидов, фосфидов и антимонидов Ga и Аl. Благодаря близости ковалентных радиусов Ga и А1 изменение химического состава происходит без изменения периода решётки. Изготовление монокристаллич. П. г. и ге-тероструктур стало возможным благодаря развитию методов эпитаксиального наращивания полупроводниковых кристаллов.

П. г. используются в различных полупроводниковых приборах: полупроводниковых лазерах, светоизлучающих диодах, фотоэлементах, оптронах и т. д.

Лит.: Алферов Ж. И., Гетеропереходы в полупроводниковой электронике близкого будущего, в кн.: Физика сегодня и завтра, под ред. В. М. Тучкевича, Л., 1973; Елисеев П. Г., Инжекционные лазеры на гетеропереходах, "Квантовая электроника", 1972, № 6; Алферов Ж. И., Инжекционные гетеролаэеры, в сб.: Полупроводниковые приборы и их применение, под ред. Я. Федотова, в. 25, М., 1971. Ж. И. Алфёров.

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЙ ДЕТЕКТОР в ядерной физике, прибор для регистрации ионизирующих излучений, основным элементом к-рого является кристалл полупроводника. П. д. работает подобно ионизационной камере с тем отличием, что ионизация происходит не в газовом промежутке, а в толще кристалла. П. д. представляет собой полупроводниковый диод, на к-рый подано обратное (запирающее) напряжение (~10²в). Слой полупроводника вблизи границы р-n-перехода (см. Электронно-дырочный переход) с объёмным зарядом "обеднён" носителями тока (электронами проводимости и дырками) и обладает высоким удельным электросопротивлением. Заряженная частица, проникая в него, создаёт дополнит, (неравновесные) электронно-дырочные пары, к-рые под действием электрич. поля "рассасываются", перемещаясь к электродам П. д. В результате во внешней цепи П. д. возникает электрич. импульс, к-рый далее усиливается и регистрируется (см. рис.).

Полупроводниковые детекторы; штриховкой выделена чувствительная область; n-область полупроводника с электронной проводимостью, р- с дырочной, i - с собственной проводимо-стями; а - кремниевый поверхностно-барьерный детектор; б- дрейфовый германий-литиевый планарный детектор; в - гер. маний-литиевый коаксиальный детектор.

Заряд, собранный на электродах П. д., пропорционален энергии, выделенной частицей при прохождении через обеднённый (чувствительный) слой. Поэтому, если частица полностью тормозится в чувствит. слое, П. д. может работать как спектрометр. Средняя энергия, необходимая для образования 1 электронно-дырочной пары в полупроводнике, мала (у Si 3,8 эв, у Ge ~ 2,9 эв). В соч-етании с высокой плотностью вещества это nosj воляет получить спектрометр с высокой разрешающей способностью (~0,1% для энергии ~ 1 Мэв). Если частица полностью тормозится в чувствит. слое, то эффективность её регисграции ~100%. Большая подвижность носителей тока в Ge и Si позволяет собрать заряд за время ~ 10 нсек, что обеспечивает высокое временное разрешение П.д. В первых П. д. (1956-57) использовались поверхностно-барьерные (см. Шотки диод) или сплавные р-n-переходы в Ge. Эти П. д. приходилось охлаждать для снижения уровня шумов (обусловленных обратным током), они имели малую глубину чувствит. области и не получили распространения. Практич. применение получили в 60-е гг. П. д. в виде поверхностно-барьерного перехода в Si (рис., а). Глубина чувствит. области W в случае поверхностно-барьерного П. д. определяется величиной запирающего напряжения V:

Здесь р - удельное сопротивление полупроводника в ом*см. Для поверхностно-барьерных переходов в Si с р = = 10⁴ ом*см при V = (1-2)10²e, W =1 мм. Эти П. д. имеют малые шумы при комнатной темп-ре и применяются для регистрации короткопробежных частиц и для измерения удельных потерь энергии dE/dx.

Для регистрации длиннопробежных частиц в 1970-71 были созданы П. д. р - i -n - типа (рис., б). В кристалл Si р-типа вводится примесь Li. Ионы Li движутся в р-области перехода (под действием электрич. поля) и, компенсируя акцепторы, создают широкую чувствит. г-область собственной проводимости, глубина к-рой определяется глубиной диффузии ионов Li и достигает 5 мм. Такие дрейфовые кремний-литиевые детекторы используются для регистрации протонов с энергией до 25 Мэв, дейтронов-до 20 Мэв, электронов - до 2 Мэв и др. Дальнейший шаг в развитии П. д. был сделан возвращением к Ge, обладающему большим порядковым номером Z и, следовательно, большей эффективностью для регистрации гамма-излучения. Дрейфовые германий-литиевые плоские (планарные) П. д. применяются для регистрации у-квантов с энергией в неск. сотен кзв. Для регистрации у-квантов с энергией до 10 Мэв используются коаксиальные германий-литиевые детекторы (рис., в) с чувствит. объёмом достигающим 100 см³. Эффективность регистрации у-квантов с энергией < 1 Мэв ~ десятков % и падает при энергиях >10 Мэв до 0,1-0,01%. Для частиц высоких энергий, пробег к-рых не укладывается в чувствит. области, П. д. позволяют, помимо акта регистрации частицы, определить удельные потери энергии d^/dx, а в нек-рых приборах координату х частицы (позиционно-чувствит. П. д.).

Недостатки П. д.: малая эффективность при регистрации у-квантов больших энергий; ухудшение разрешающей способности при загрузках > 10⁴ частиц в сек, конечное время жизни П. д. при высоких дозах облучения из-за накопления радиационных дефектов (см. Радиационные дефекты в кристаллах). Малость размеров доступных монокристаллов (диаметр ~3 см, объём ~ 100 см³) ограничивает применение П. д. в ряде областей.

Дальнейшее развитие П. д. связано с получением "сверхчистых" полупроводниковых монокристаллов больших размеров и с возможностью использования GaAs, SiC, CdTe (см. Полупроводниковые материалы). П. д. широко применяются в ядерной физике, физике элементарных частиц, а также в химии, геологии, медицине и в пром-сти.

Лит.: Полупроводниковые детекторы ядерных частиц и их применение, М., 1967; Дирнли Дж., Нортроп Д., Полупроводниковые счетчики ядерных излучений, пер. с англ., М., 1966; Полупроводниковые детекторы ядерного излучения, в сб.: Полупроводниковые приборы и их применение, в. 25, М., 1971 (Авт.: Рыбкин С. М., Матвеев О. А., Новиков С. Р.,Строкан Н. Б.). А. Г. Беда, В. С. Кафтанов.

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЙ ДИОД, двухэлектродный электронный прибор на основе полупроводникового (ПП) кристалла. Понятие "П. д." объединяет различные приборы с разными принципами действия, имеющие разнообразное назначение. Система классификации П. д. соответствует общей системе классификации полупроводниковых приборов. В наиболее распространённом классе электропреобразоват. П. д. различают: выпрямит, диоды, импульсные диоды, стабилитроны, диоды СВЧ (в т. ч. видеодетекторы, смесительные, параметрические, усилительные и генераторные, умножительные, переключательные). Среди оптоэлектронных П. д. выделяют фотодиоды, светоизлучающие диоды и ПП квантовые генераторы.

Наиболее многочисленны П. д., действие к-рых основано на использовании свойств электронно-дырочного перехода (р-n-перехода). Если к р-га-переходу диода (рис. 1) приложить напряжение в прямом направлении (т. н. прямое смещение), т. е. подать на его р-область положит. потенциал, то потенциальный барьер, соответствующий переходу, понижается и начинается интенсивная ин-жекция дырок из р-области в я-область и электронов из n-области в р-область -течёт большой прямой ток (рис. 2). Если приложить напряжение в обратном направлении (обратное смещение), то потенциальный барьер повышается и через р - n-переход протекает лишь очень малый ток неосновных носителей заряда (обратный ток). На рис. 3 приведена эквивалентная схема такого П. д.

На резкой несимметричности вольтам-перной характеристики (ВАХ) основана работа выпрямительных (силовых) диодов. Для выпрямит. устройств и др. сильноточных электрич. цепей выпускаются выпрямит. П. д., имеющие допустимый выпрямленный ток I_в до 300 а и макс, допустимое обратное напряжение U*обр. от 20-30 в до 1-2 кв. П. д. аналогичного применения для слаботочных цепей имеют I_в<0,1а и наз. универсальными. При напряжениях, превышающих U*обр, ток резко возрастает, и возникает необратимый (тепловой) пробой р-n-перехода, приводящий к выходу П. д. из строя. С целью повышения U*обр до неск. десятков кв используют выпрямительные столбы, в к-рых неск. одинаковых выпрямит. П. д. соединены последовательно и смонтированы в общем пластмассовом корпусе. Инерционность выпрямит. диодов, обусловленная тем, что время жизни инжектированных дырок (см. Полупроводники) составляет > 10^-5 -10^-4 сек, ограничивает частотный предел их применения (обычно областью частот 50-2000 гц).

Использование спец. технологич. приёмов (гл. обр. легирование германия и кремния золотом) позволило снизить время переключения до 10^-7-10^-10 сек и создать быстродействующие импульсные П. д., используемые, наряду с диодными матрицами, гл. обр. в слаботочных сигнальных цепях ЭВМ.

При невысоких пробивных напряжениях обычно развивается не тепловой, а обратимый лавинный пробой р - я-перехода - резкое нарастание тока при почти неизменном напряжении, наз. напряжением стабилизации Ucт. На использовании такого пробоя основана работа полупроводниковых стабилитронов. Стабилитроны общего назначения с Ucт. от 3-5 в до 100-150 в применяют гл. обр. в стабилизаторах и ограничителях постоянного и импульсного напряжения; прецизион. стабилитроны, у к-рых встраиванием компенсирующих элементов достигается исключительно высокая температурная стабильность Ucт. (до 1*10^-5 -5-10^-6 К^-1),- в качестве источников эталонного и опорного напряжений.

В предпробойной области обратный ток диода подвержен очень значит, флуктуа-циям; это свойство р-n-перехода используют для создания генераторов шума. Инерционность развития лавинного пробоя в р-n-переходе (характеризующаяся временем 10^-9 -10^-10сек) обусловливает сдвиг фаз между током и напряжением в диоде, вызывая (при соответствующей схеме включения его в электрич. цепь) генерирование СВЧ колебаний. Это свойство успешно используют в лавинно-пролётных полупроводниковых диодах, позволяющих осуществлять генераторы с частотами до 150 Ггц.

Рис. 1. Структурная схема полупроводникового диода с р -n-переходом: 1- кристалл; 2 - выводы (токоподводы); 3 -электроды (омические контакты); 4 - плоскость р - n-перехода.

Рис. 2. Типичная вольтамперная характеристика полупроводникового диода с р - n-переходом: U - напряжение на диоде; 1 - ток через диод; U_обр и I*обр - максимальное допустимое обратное напряжение и соответствующий обратный ток; U_СТ - напряжение стабилизации.

Рис. 3. Малосигнальная (для низких уровней Сигнала) эквивалентная схема полупроводникового диода с р - п- переходом: r_р__п - нелинейное сопротив-ление р- n-перехода; r₆ - сопротивление объёма полупроводника (базы диода); r_ут - сопротивление поверхностных утечек; С_в - барьерная ёмкость р -n-перехода; С_диф - диффузионная ёмкость, обусловленная накоплением подвижных зарядов в базе при прямом напряжении; С_к - ёмкость корпуса; L_K - индуктивность токоподводов; А и Б - выводы. Сплошной линией показано подключение элементов, относящихся к собственно р - n-переходу.

Рис. 4. Вольт-амперные характеристики туннельного (1) и обращённого (2) диодов; U - напряжение на диоде; I - ток через диод.

Для детектирования и преобразования электрич. сигналов в области СВЧ используют смесительные П. д. и видеодетекторы, в большинстве
к-рых р-n-переход образуется под точечным контактом. Это обеспечивает малое значение ёмкости С_Б (рис. 3), а специфическое, как и у всех СВЧ диодов, конструктивное оформление обеспечивает малые значения паразитных индуктивности L_K и ёмкости С_к и возможность монтажа диода в волноводных системах.

При подаче на р-n-переход обратного смещения, не превышающего U*обр, он ведёт себя как высокодобротный конденсатор, у к-рого ёмкость СБ зависит от величины приложенного напряжения. Это свойство используют в варикапах, применяемых преим. для электронной перестройки резонансной частоты колебат. контуров, в параметрических полупроводниковых диодах, служащих для усиления СВЧ колебаний, в варакто-рах и умножительных диодах, служащих для умножения частоты колебаний в диапазоне СВЧ. В этих П. д. стремятся уменьшить величину сопротивления Тб (осн. источник активных потерь энергии) и усилить зависимость ёмкости Св от напряжения U*обр.

У р-n-перехода на основе очень низ-коомного (вырожденного) полупроводника область, обеднённая носителями заряда, оказывается очень тонкой (~10^-2 мкм), и для неё становится существенным туннельный механизм перехода электронов и дырок через потенциальный барьер (см. Туннельный эффект). На этом свойстве основана работа туннельного диода, применяемого в сверхбыстродействующих импульсных устройствах (напр., мультивибраторах, триггерах), в усилителях и генераторах колебаний СВЧ, а также обращённого диода, применяемого в качестве детектора слабых сигналов и смесителя СВЧ колебаний. Их ВАХ (рис. 4) существенно отличаются от ВАХ других П. д. как наличием участка с "отрицательной проводимостью", ярко выраженной у туннельного диода, так и высокой проводимостью при нулевом напряжении.

К П. д. относят также ПП приборы с двумя выводами, имеющие неуправляемую четырёхслойную р - n- р - n-структуру и наз. динисторами (см. Тиристор), а также приборы, использующие объёмный эффект доменной неустойчивости в ПП структурах без р-n-перехода - Ганна диоды. В П. д. используют и др. разновидности ПП структур: контакт металл - полупроводник (см. Шотки эффект, Шотки диод) и р-i-n-структуру, характеристики к-рых во многом сходны с характеристиками р-n-перехода. Свойство р-i-n-структуры изменять свои электрич. характеристики под действием излучения используют, в частности, в фотодиодах и детекторах ядерных излучений, устроенных т.о., что фотоны или ядерные частицы могут поглощаться в активной области кристалла, непосредственно примыкающей к р - n-переходу, и изменять величину обратного тока последнего. Эффект излучат, рекомбинации электронов и дырок, проявляющийся в свечении нек-рых р- n-переходов при протекании через них прямого тока, используется в светоизлучающих диодах. К П. д. могут быть отнесены также и полупроводниковые лазеры.

Большинство П. д. изготавливают, используя планарно-эпитаксиальную технологию (см. Планарная технология), к-рая позволяет одновременно получать до неск. тысяч П. д. В качестве полупроводниковых материалов для П. д. применяют гл. обр. Si, а также Ge, GaAs, GaP и др., в качестве контактных материалов- Au, Al, Sn, Ni, Си. Для защиты кристалла П. д. его обычно помещают в металло-стеклянный, металло-керами-ческий, стеклянный или пластмассовый Корпус (рис. 5).

Рис. 5. Полупроводниковые диоды (внешний вид): 1 - выпрямительный диод; 2 - фотодиод; 3 - СВЧ диод; 4 и 5 -диодные матрицы; 6 - импульсный диод. Корпуса диодов: 1 и 2 - металло-стек-лянные; 3 и 4 - металло-керамические; 5 - пластмассовый; 6 - стеклянный.

В СССР для обозначения П. д. применяют шестизначный шифр, первая буква к-рого характеризует используемый полупроводник, вторая - класс диода, цифры определяют порядковый номер типа, а последняя буква - его группу (напр., ГД402А - германиевый универсальный диод; КС196Б - кремниевый стабилитрон).

От своих электровакуумных аналогов, напр. кенотрона, газоразрядного стабилитрона, индикатора газоразрядного, П. д. отличаются значительно большими надёжностью и долговечностью, меньшими габаритами, лучшими технич. характеристиками, меньшей стоимостью и поэтому вытесняют их в большинстве областей применения.

С развитием ПП электроники совершился переход к производству наряду с дискретными П. д. диодных структур в ПП монолитных интегральных схемах и функциональных устройствах, где П. д. неотделим от всей конструкции устройства.

Об историч. сведениях см. в ст. Полупроводниковая электроника.

Лит.: Полупроводниковые диоды. Параметры. Методы измерений, М,, 1968; Федотов Я. А., Основы физики полупроводниковых приборов, М., 1970; Пасынков В. В., Чиркин Л. К., Шинков А. Д., Полупроводниковые приборы, М., 1973; 3 и С. М., физика полупроводниковых приборов, пер. с англ., М., 1973.

. Ю. Р. Носов.

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЙ ЛАЗЕР, полупроводниковый квантовый генератор, лазер с полупроводниковым кристаллом в качестве рабочего вещества. В П. л., в отличие от лазеров др. типов, используются излучательные квантовые переходы не между изолированными уровнями энергии атомов, молекул и ионов, а между разрешёнными энергетическими зонами кристалла (см. Твёрдое тело). В П. л. возбуждаются и излучают (коллективно) атомы, слагающие кристаллич. решётку. Это отличие определяет важную особенность П. л.- малые размеры и компактность (объём кристалла ~ 10^-6 - 10^-2см³). В П. л. удаётся получить показатель оптич. усиления до 10⁴ см^-1 (см. Усиления оптического показатель), хотя обычно для возбуждения генерации лазера достаточны и меньшие значения (см. ниже). Другими практически важными особенностями П. л. являются: высокая эффективность преобразования электрич. энергии в энергию когерентного излучения (до 30-50%); малая инерционность, обусловливающая широкую полосу частот прямой модуляции (более 10⁹ Ггц); простота конструкции; возможность перестройки длины волны X, излучения и наличие большого числа полупроводников, непрерывно перекрывающих интервал длин волн от 0,32 до 32 мкм.

Люминесценция в полупроводниках. При рекомбинации электронов проводимости и дырок в полупроводниках освобождается энергия, к-рая может испускаться в виде квантов излучения (люминесценция) или передаваться колебаниями кристаллической решётки, т. е. переходить в тепло. Доля излучат. актов рекомбинации у таких полупроводников, как Ge и Si, очень мала, однако в нек-рых полупроводниках (напр., GaAs, CdS) при очистке и легировании она может приближаться к 100%.

Для наблюдения люминесценции необходимо применить к.-л. способ возбуждения (накачки) кристалла, т. е. способ генерации избыточных электронно-дырочных пар (светом, быстрыми электронами или электрич. полем). При малой скорости образования избыточных электронно-дырочных пар излучательная рекомбинация носит беспорядочный (спонтанный) характер и используется в нелазерных полупроводниковых источниках света (см. Светоизлучающий диод). Чтобы получить генерацию когерентного излучения, т. е. лазерный эффект, необходимо создать особое состояние люми-несцирующего кристалла - состояние с инверсией населённостей.

Рекомбинация электронно-дырочной пары может сопровождаться испусканием кванта излучения, близкого по энергии к ширине запрещённой зоны ДЕ полупроводника (рис. 1, а); при этом длина волны Х~~hc/ДЕ, где h - Планка постоянная, с-скорость света.

Рис. 1, Энергетические схемы: а - накачки н излучательной рекомбинации в полупроводнике; б - оптического усиления при наличии инверсии населённостей состояний вблизи краёв зон - дна Е_с зоны проводимости и потолка Еv валентной зоны; ДЕ - ширина запрещённой зоны, Е^э_f и Е^д_f - квазиуровни Ферми для электронов проводимости и дырок.

Инверсия населённостей в полупроводниках. Оптическое квантовое усиление в полупроводнике может наблюдаться в том случае, если зона проводимости вблизи её дна Е_с заполнена электронами в большей степени, чем валентная зона вблизи её потолка Е_v. Преобладание числа переходов с испусканием квантов над переходами с их поглощением обеспечивается тем, что на верхних уровнях находится больше электронов, чем на нижних, тогда как вероятности вынужденных переходов в обоих направлениях одинаковы. Заполнение зон принято описывать с помощью т. н. квазиуровней Ферми, отделяющих состояния с вероятностью заполнения уровней больше 1/2 от состояний с вероятностью заполнения меньше 1/2 Если Е^э_fи Е^д_f - квазиуровни Ферми для электронов и дырок, то условие инверсии населённостей относительно переходов с энергией hv (где v - частота излучения) выражается формулой:

Для поддержания такого состояния необходима высокая скорость накачки, восполняющей убыль электронно-дырочных пар вследствие излучательных переходов. Благодаря этим вынужденным переходам поток излучения нарастает (рис. 1, б), т. е. реализуется оптическое усиление.

В П. л. применяют след. методы накачки: 1) инжекция носителей тока через р-n-переход (см. Электронно-дырочный переход), гетеропереход или контакт металл - полупроводник (инжекционные лазеры); 2) накачка пучком быстрых электронов; 3) оптич. накачка; 4) накачка путём пробоя в электрич. поле. Наибольшее развитие получили П. л. первых двух типов.

Инжекционные лазеры. Лазер на р-п-переходе представляет собой полупроводниковый диод, у к-рого две плоскопараллельные поверхности, перпендикулярные р-я-переходу (рис. 2), образуют оптический резонатор (коэфф. отражения от граней кристалла ~20-40%). Инверсия населённостей достигается при большой плотности прямого тока через диод (порог генерации соответствует току ~1кА/см², а при пониженной температуре ~ 10²А/см², рис. 3). Для получения достаточно интенсивной инжекции применяют сильно легированные полупроводники.

Рис. 2. Инжекционный лазер на р-п-переходе.

Инжекционные лазеры на гетеропереходе (появились в 1968) представляют собой, напр., двусторонние гетероструктуры (рис. 4). Активный слой (GaAs) заключён между двумя полупроводниковыми гетеропереходами, один из к-рых (типа р-п) служит для инжекции электронов, а второй (типа р-р) отражает инжектированные электроны, препятствуя их диффузионному растеканию из активного слоя (электронное ограничение). При одинаковом токе накачки в активном слое гетероструктуры достигается большая концентрация электронно-дырочных пар и, следовательно, большее