Halleffekt und Leitfähigkeit von Halbleitern
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Halleffekt und Leitfähigkeit von Halbleitern
Halleffekt und Leitfähigkeit von Halbleitern Inhaltsverzeichnis Vorbemerkung 1. Kristallstruktur ............................................................................................................... 1 2. Die Zustände der Elektronen im Festkörper .................................................................. 2 2.1 2.2 2.3 Das Potentialtopfmodell ......................................................................................... 2 Das Bändermodell .................................................................................................. 3 Die Zustandsdichte................................................................................................. 7 3. Halbleiterstrukturen reduzierter Dimensionalität........................................................... 9 4. Dotierung, Elektronen und Löcher............................................................................... 10 5. Die Ladungsträgerkonzentration im nichtentarteten Halbleiter ................................... 15 6. Die Bestimmung der Bandlücke aus der intrinsischen Ladungsträgerkonzentration .. 17 7. Die Leitfähigkeit ......................................................................................................... 18 8. Die Ladungsträgerbeweglichkeit................................................................................. 19 8.1 Streuung an geladenen Störstellen ....................................................................... 19 8.2 Streuung an Phononen.......................................................................................... 20 8.2.1 Akustische Phononen ................................................................................... 20 8.2.2 Optische Phononen....................................................................................... 21 8.3 Weitere Streumechanismen.................................................................................. 21 8.4 Gesamtbeweglichkeit und Beispiele .................................................................... 21 9. Das zweidimensionale Elektronengas in modulationsdotierten GaAs/AlGaAsHeterostrukturen ........................................................................................................... 23 10. Der Halleffekt............................................................................................................... 25 10.1 10.2 Halleffekt im bipolaren Halbleiter ...................................................................... 25 Beweglichkeit im unipolaren und im bipolaren Halbleiter ................................. 28 11. Die Messung von Leitfähigkeit und Hallkoeffizient.................................................... 29 11.1 11.2 11.3 11.4 11.5 Die Barren- oder Plättchengeometrie .................................................................. 29 Die Van-der-Pauw-Geometrie............................................................................. 30 Die Proben A und B ............................................................................................ 31 Materialparameter ............................................................................................... 33 Einheiten.............................................................................................................. 33 Anhang ................................................................................................................................ 34 A1. A2. Freie Ladungsträgerkonzentration im Halbleiter ............................................... 34 Hallfeld bei bipolarer Leitung ............................................................................ 35 Fortgeschrittenen-Praktikum (FP oder P III) Institut für Angewandte Physik Versuch: Halleffekt und Leitfähigkeit von Halbleitern Vorbemerkung: Mehrere der Versuche im FP des Instituts für Angewandte Physik zielen auf das Verständnis verschiedener Effekte und Phänomene aus dem Bereich Halbleiterphysik in Übereinstimmung mit der Hauptarbeitsrichtung des Instituts und der Anwendung in der Industrie, wie z.B. die Versuche pn-Übergang, Solarzelle, Halleffekt, Lumineszenzspektroskopie, Photoleitfähigkeit oder Halbleiterspektroskopie. Die Mehrzahl der Studierenden führt die Versuche zum FP im 5. oder 6. Semester durch. Das ist im Hinblick auf die Dauer des Studiums sinnvoll, hat aber das Problem, dass die Festkörperphysik (Physik V) oft erst im gleichen Semester gehört wird, sodass insbesondere zu Beginn dieses Semesters noch kaum Festkörperkenntnisse vorliegen. Dieses Problem sollen die nachfolgenden Ausführungen beheben. Der Aufbau ist folgendermaßen: Die zur Vorbereitung dienenden Informationen zu den Halbleiterphysik-Versuchen sind modular aufgebaut. Zunächst werden Grundlagen des Bändermodells eingeführt. Diese sind für alle oben genannten Versuche identisch. Dann folgen weiterführende Abschnitte, die für die jeweiligen Versuche spezifisch sind, z.B. pn Übergang und Zenereffekt für den Versuch „pn-Übergang“, elektrische Leitfähigkeit und Halleffekt für den Versuch Halleffekt oder optische Eigenschaften und Excitonen für den Versuch Halbleiterspektroskopie. Die Kenntnis der hier dargestellten Grundlagen ist Voraussetzung für die sinnvolle Durchführung des Versuchs und wird in der Besprechung vor Versuchsbeginn mit dem Assistenten überprüft. Der Text der Vorbereitung soll selbst verfasst sein, kurz auf die Grundlagen und auf die zu Beginn des Aufgabenblattes gestellten Fragen eingehen. Es ist nicht nötig, den ganzen Text aus der Vorbereitungsmappe abzuschreiben oder zu kopieren. Es ist verboten, Vorbereitungstexte „alter Meister“ aus dem Netz auszudrucken, da der Lerneffekt dieses Verfahrens Null ist und die Texte im Netz erfahrungsgemäß mit Fehlern behaftet sind. Da die hier angegebenen Darstellungen sehr elementar und knapp sind und i.a. ohne Beweise erfolgen, sondern mit dem Ziel, den Sinn und Zweck der Versuche nachvollziehen zu können, ersetzen sie nicht die Teilnahme an der Vorlesung Physik V und eine intensive weitere Beschäftigung mit der Festkörperphysik. Weiterführende Literatur zu den Versuchen ist am Ende der Aufgabenblätter angegeben und entweder mit beigeheftet oder in der Fakultätsbibliothek verfügbar. 1. Kristallstruktur Wir betrachten zunächst und im Folgenden, soweit nicht anders vermerkt, kristalline Festkörper, die sich durch eine räumlich periodische Anordnung der Atome auszeichnen. Die r (primitive) Einheitszelle wird aufgespannt durch drei nicht koplanare Basisvektoren a i. Eine Translation, die den Kristall in sich selbst überführt, lässt sich schreiben als r R= ∑n a 3 i i =1 r r i mit ni=0, ±1, ±2,… (1) Die ai spannen ein abstraktes Punktgitter im Ortsraum auf, das sog. Kristallgitter. Die Kristallstruktur besteht aus diesem abstrakten Punktgitter und der sog. Basis, die angibt, an 1 welchen Plätzen in der Einheitszelle die einzelnen Atome sitzen. Es können unterschiedliche Kristallstrukturen für das gleiche Punktgitter auftreten, so haben z.B. Diamant, Zinkblende oder Kochsalz ein kubisch flächenzentriertes Punktgitter, aber durchaus unterschiedliche Kristallstrukturen. Neben dem abstrakten Punktgitter im Ortsraum definiert man ein Punktgitter im reziproken r Raum, das sog. reziproke Gitter, aufgespannt durch die Vektoren b i mit r b1 = 2π r r a 2 × a3 VEZ und zyklisch (2) r r sodass gilt: ai ⋅ b j = 2πδij . (3) r Dabei ist Vez das Volumen der Einheitszelle im Ortsraum. Ein Translationsvektor G im reziproken Gitter schreibt sich somit r G= r ∑h b 3 mit hi=0,±1,±2,… i i i =1 (4) Man definiert im reziproken Gitter sogenannte Brillouin-Zonen (BZ). Die erste Zone besteht aus allen Punkten des reziproken Raumes, die dem Ursprung (dem sog. Γ-Punkt) näher liegen r als allen anderen Punkten G . Für eine einfache kubische Kristallstruktur mit der Gitterkonstanten a erstreckt sich die erste BZ in alle drei Richtungen des reziproken Raumes von − π a ≤ ki ≤ π a i=x,y,z (5) 2. Die Zustände der Elektronen im Festkörper 2.1 Das Potentialtopfmodell Die einfachste Vorstellung des Elektronensystems in einem Festkörper ist das Sommerfeldoder Potentialtopfmodell. Hier geht man davon aus, dass der Kristall einen Potentialtopf mit einer Tiefe V0 darstellt, dessen Zustände bis zur Fermi-Energie EF aufgefüllt sind. Fig. 2.1: Das Potentialtopfmodell für einfache Metalle. 2 Der Abstand von EF zum Vakuumniveau ist die Austrittsarbeit der Elektronen Φ. Mit diesem Modell lassen sich einige Eigenschaften einfacher Metalle erklären, wie ihre spezifische Wärme, ihre elektrische Leitfähigkeit oder ihr Paramagnetismus. In diesem Modell ist aber die Existenz von Halbleitern oder Isolatoren nicht erklärbar. Dazu bedarf es des nachfolgend erläuterten Bändermodells. 2.2 Das Bändermodell Das Auftreten von Energiebändern, die von sog. verbotenen Zonen oder Energielücken getrennt sind (englisch „gap“), in denen keine stationären, propagierenden Elektronenzustände existieren (Fig. 2.2), lässt sich verstehen ausgehend von freien Elektronen und von den Orbitalen der Atome, aus denen der Kristall aufgebaut ist. Die zugehörigen Methoden der Bandstrukturrechnung sind bekannt unter Namen wie NFE (nearly free r r electrons), OPW (orthogonalized plane waves), APW (augmented plane waves) und k ⋅ p r r (nach dem Produkt aus Wellenvektor k und Impulsoperator p ) bzw. LCAO (linear combination of atomic orbitals) oder tight binding approach. Fig. 2.2: Entwicklung des reduzierten Zonenschemas (b), ausgehend von freien Elektronen in einem schwachen periodischen Potential (a) oder von Atomorbitalen (d, c). Wir beginnen mit freien Elektronen. Wenn sich diese über einem konstanten Potential V0 bewegen, haben sie (nichtrelativistisch) die Energiedispersion r r h 2k 2 E (k ) = E0 + 2me (6) 1 ikrrr e . Ω (7) mit ebenen Wellen als Eigenfunktionen r Ψkr ( r ) = r Dabei sind 1/ Ω der Normierungsfaktor und k der Wellenvektor mit k = 2π / λ . Die Dispersion freier Elektronen zeigt die gestrichelte Linie in Fig. 2.2a. 3 Die ebene Welle ist gleichzeitig Eigenfunktion des Impulsoperators r h grad mit dem i Impulseigenwert hk . Der Fall freier Elektronen im konstanten Potential entspricht dem Potentialtopfmodell unter Kap. 2.1. Wir betrachten jetzt ein schwaches periodisches Potential längs der x-Achse und lassen eine ebene Welle in x − Richtung auf dieses Potential auftreffen (Fig. 2.3) Fig. 2.3: Ein schwaches eindimensionales periodisches Potential V(x) und die Aufenthaltswahrscheinlichkeit der beiden Lösungen. Dann wird an jedem Potential die ebene Welle etwas gestreut. Die Streuwellen interferieren für einen allgemeinen Wert von kx weitgehend destruktiv, d.h. für ein solches k werden Eigenenergie und Eigenfunktion (6) und (7) nicht wesentlich verändert. Es gibt aber bestimmte kx-Werte, für die sich die rückgestreuten Wellen konstruktiv überlagern. Diese sind für unser Beispiel gegeben durch nλ = 2 a (8) oder kx = n ⋅ π a mit n = ±1, ±2…. (9) Das sind gerade die Grenzen der 1. und der höheren BZ in einem einfach kubischen Gitter aus r (5). Der reziproke Raum ist also der Raum, in dem die k -Vektoren aufgetragen werden. Die Überlagerung der einfallenden mit der rücklaufenden Welle führt zu einer stehenden Welle. Diese hat für gleiches λ bzw. k zwei Lösungen, die sin kxx und die cos kxx Lösung. Bei r 2 2 h k gleicher kinetischer Energie ist die potentielle Energie der Zustände mit großer 2m Aufenthaltswahrscheinlichkeit im Bereich der Potentialminima kleiner als die der anderen Lösung. Deshalb bilden sich an den Rändern der Brillouin Zonen zwei Lösungen unterschiedlicher Gesamtenergie und damit Energielücken aus (durchgezogene Linie in Fig. 2.2a). 4 Da sich ein Wellenpaket, aufgebaut aus stehenden Wellen, auch nicht bewegt und damit die Gruppen Geschwindigkeit vg null wird, d.h. vg = 1 ∂E =0 , ⋅ h ∂k x (10) muss die Dispersionskurve mit waagrechter Tangente auf den Zonenrand zulaufen. Geht man statt von freien Elektronen von Atomorbitalen aus, so hat man zunächst bei großem Abstand zwischen den Atomen die scharf definierten δ-förmigen Energieterme (Fig. 2.2d). Mit abnehmendem Abstand fangen die Atomorbitale an zu überlappen. Diese Wechselwirkung führt zu einer Aufspaltung in Bänder (Fig. 2.2c). Die Bandbreite wächst mit weiter abnehmendem Abstand, da dann die beteiligten Wellenfunktionen zunehmend überlappen. Die genauere Untersuchung ergibt das sog. (Ewald-)Bloch Theorem: In einem periodischen Potential sind die Wellenfunktionen der Elektronen sog. Blochwellen r Ψkr ( r ) = dabei ist r r 1 ikrrr r r e uk ( r ) , Ω r ukr ( r + R) = ukr ( r ) , d.h. gitterperiodisch. (11) (12) r In u kr (r ) steckt die Information über die durch chemische Bindung und Wechselwirkung veränderten Atomorbitale, während die Exponentialfunktion den Charakter der ebenen Welle repräsentiert. In der Blochwelle sind somit beide obigen Ansätze vereint. Für die Energieeigenwerte gilt: r r r E (k ) = E ( k + G ) . (13) Das erlaubt einerseits, die Dispersion von Fig. 2.2a periodisch fortzusetzen oder alle Äste mit r geeigneten Vektoren G des reziproken Gitters in die erste Brillouin Zone zu schieben. Das liefert das sog. reduzierte Zonenschema von Fig. 2.2b, das man offenbar sowohl von dem Ansatz nach Fig. 2.2a als auch 2.2d erreicht. r Das Bändermodell lässt sich im k – oder reziproken Raum darstellen, oder im Ortsraum. (Fig. 2.4) r Fig. 2.4: Darstellung der Bandstruktur im k - Raum (a) und im Ortsraum (b). 5 Je nach Problemstellung wählt man die eine oder andere Darstellung. Wir besetzen nun für T = 0 K die Zustände gemäß Fermi-Dirac Statistik mit den im Kristall vorhandenen Elektronen. Dieser Auffüllprozess kann so ausgehen, dass man eine Reihe vollständig gefüllter Bänder erhält und darüber ein (oder mehrere) teilweise gefüllte Bänder. Solche Substanzen sind Metalle. Sie haben für T 0 eine endliche (oder bei Supraleitern eine unendliche) elektrische Leitfähigkeit. Grund: In einem teilweise besetzten Band kann ein Elektron unter beliebig kleiner Energiezufuhr an der Grenze zwischen besetzten und unbesetzten Zuständen von einem Ort an einen anderen Ort transportiert werden. Da das Band im Sommerfeldmodell immer nur teilweise besetzt ist, lassen sich damit, wie schon erwähnt, nur Metalle beschreiben. Gibt es nach Auffüllen aller Zustände bei T = 0 K nur vollständig gefüllte Bänder, dann eine Bandlücke und darüber vollständig leere Bänder, so hat das Material für T 0 die elektrische Leitfähigkeit = 0, da vollständig leere Bänder trivialerweise nicht zur elektrischen Leitfähigkeit beitragen können, vollständig besetzte ebenfalls nicht aufgrund des Pauliprinzips. Die öfters und auch in manchen Lehrbüchern vertretene Auffassung, dass Elektronen in Leitungsband frei beweglich sind, Elektronen in Valenzbändern dagegen fest an die Atome gebunden seien, ist falsch. Dann dürfte es nämlich auch keine Löcher- oder pLeitung geben (siehe unten). Hier gleich ein Hinweis zur Nomenklatur: alle bei T = 0 K vollständig besetzten Bänder heißen Valenzbänder, alle teilweise besetzten oder leeren Bänder heißen Leitungsbänder. → → σ Beträgt die Lücke Eg zwischen dem höchsten gefüllten Valenzband (VB) und dem niedrigsten leeren Leitungsband (LB) 0 < E g ≤ 4 eV , (14) so handelt es sich um einen Halbleiter (HL) und für E g ≥ 4 eV (15) ≈ um einen Isolator. Die Grenze zwischen HL und Isolator ist fließend. So verhält sich Diamant mit Eg 5.5 eV noch wie ein typischer Halbleiter. Die HL selbst werden noch eingeteilt in schmallückige HL (narrow gap semiconductors) für 0 < E g ≤ 0,5 eV , (16) 0,5 eV ≤ E g ≤ 2 eV (17) in „normale“ HL für und in breitlückige HL (wide gap semiconductors) E g > 2 eV , (18) die besonders in den letzten Jahren wieder von verstärktem wissenschaftlichen Interesse sind. Berühren sich VB und LB, d.h. ist Eg = 0, so spricht man von Halbmetallen. 6 Fig. 2.5: Typische Bandstruktur von Halbleitern mit tetraedrischer Koordination mit Details (nach O. Madelung) In Fig. 2.5 ist eine typische Bandstruktur von kubischen Halbleitern mit tetraedrischer Koordination dargestellt. Die Komplexität der Bandstruktur rührt neben dem periodischen Potential im Wesentlichen von der Rückfaltung der parabolischen Dispersion nach (13) in die erste BZ her. Es sind einige Details gezeigt. Liegen die globalen Extrema von VB und LB beim gleichen r r k -Vektor in der 1. BZ (meist, aber nicht immer bei k = 0 ), so spricht man von einem direkten HL oder einem HL mit direkter Lücke, da der optische Übergang zwischen den r Bandextrema direkt mit einem Photon ( k ≈ 0 ) möglich ist (z.B. GaAs). Liegen die Extrema r bei unterschiedlichen k -Werten, so ist der HL „indirekt“, da zusätzlich zu dem Photon noch r ein Phonon zur (Quasi-)Impuls– oder ħ k –Erhaltung nötig ist (z.B. Si oder Ge). 2.3 Die Zustandsdichte Wie aus der Quantenmechanik bekannt (Theorie D), benötigt jeder Zustand im k–Raum pro Richtung ein Volumen (Normierung in einer Box) dτ k = π l . (19a) Im üblichen dreidimensionalen k–Raum bedeutet dies d 3τ k = π3 l3 7 = π3 V . (19b) In einer Kugelschale im k–Raum mit Radius k und Dicke dk haben somit N (k )dk = V 4k 2dk (19c) π2 Zustände Platz. Diese Überlegung lässt sich für d-dimensionale Systeme verallgemeinern und man findet N(k)dk ∼ ldkd-1dk für d = 1,2,3,… (19d) Dieses Ergebnis in Polarkoordinaten im d-dimensionalen k-Raum gilt für alle freien Teilchen, die sich durch einen ebenen Wellenfaktor beschreiben lassen wie Photonen, Elektronen oder Excitonen. Für viele Anwendungen benötigt man die Zustandsdichte D nicht im k -Raum, sondern in Abhängigkeit von der Energie, D(E). Hier geht die jeweilige Dispersionskurve der (Quasi-) Teilchen bzw. der Quanten der elementaren Anregungen wie Phononen, Magnonen, Plasmonen oder Excitonen ein. Aus N(k) dk lässt sich formal D(E) berechnen gemäß D ( E ) dE = N (k ( E )) = N (k ( E )) dk 1 1 dE = N ( k ( E )) dE dE = N ( k ( E )) r dE dE grad k E ( k ) dk 1 dE . νg (20) Offensichtlich hängt D(E) von der Dispersion E( k ) bzw. der Umkehrfunktion k (E) ab. Wir konzentrieren uns im Folgenden auf sog. effektive Masse-Teilchen, das sind alle Teilchen oder Anregungsquanten mit einer quadratischen Dispersionsrelation 2 r 2 h2 k p E( k ) = = 2m 2m (21) (Interessierte können eine lineare Dispersionsrelation E ∼ k untersuchen und damit die Hohlraumstrahlung oder die spezifische Wärme des Phononensystems in Debye-Näherung herleiten.) Ohne uns um Vorfaktoren zu kümmern, liefert das Einsetzen von (21) in (20) D(E) dE ∼ d −1 E 2 dE . (22) Im Dreidimensionalen erhält man somit eine wurzelförmige Zustandsdichte, in zwei Dimensionen (eine Reihe von) Stufenfunktionen (Heavyside-Funktionen), in einer Dimension 1 -Abhängigkeit und im Nulldimensionalen, das nicht durch (22) abgedeckt ist, eine eine E Reihe von δ-Funktionen. Dies ist nicht neu und entspricht z.B. den diskreten Termschemata von Atomen oder von Teilchen im dreidimensionalen Potentialkasten. 8 In Fig. 2.6 sind die Zustandsdichte für d = 0,1,2,3 graphisch dargestellt. Fig. 2.6: Die Zustandsdichte in Abhängigkeit von der Energie für effektive Masse Teilchen für d= 0,1,2,3. Für einen dreidimensionalen Halbleiterkristall ergibt sich nach (22) eine wurzelförmige Zustandsdichte z.B. für Elektronen, Löcher oder Excitonen, soweit sie eine parabolische Dispersion aufweisen, siehe Gl. (21). 3. Halbleiterstrukturen reduzierter Dimensionalität Die Untersuchung von Halbleiterstrukturen reduzierter Dimensionalität stellt seit etwa vier Jahrzehnten ein auch anwendungstechnisch zunehmend wichtiges Forschungsgebiet dar. Fortgeschrittene Wachstumsverfahren (Epitaxie wie die Molekularstrahl-Epitaxie (MBE) oder die metallorganische chemische Gasphasenabscheidung (MOCVD, MOVPE)) erlauben es, Halbleiterkristalle (fast) atomlagenweise zu wachsen. Das erlaubt z.B. sog. Quantentröge (quantum wells, QW) herzustellen. Man wächst eine dünne Schicht (lz ≈ 10nm) eines Materials mit kleiner Bandlücke (z.B. GaAs), den sog. Quantentrog oder –film, zwischen dickere Schichten mit größerer Bandlücke, den sog. Barrieren (z.B. Al1-y Gay As). Das ergibt in Wachstums- oder z-Richtung folgende Anordnung der Leitungs- und Valenzbandkanten (Fig. 3.1): 9 Fig. 3.1:Die Leitungs- und Valenzbandkanten einer Heterostruktur mit Typ I Bandanordnung. Material I mit kleiner Bandlücke (Quantentrog, QW), Material II mit größerer Bandlücke (Barriere). Offenbar können Elektronen und Löcher in den Trog eingefangen werden. Sie können sich dann nur noch in der Ebene der Quantentröge, d.h. hier in der Ebene senkrecht zur Zeichenebene, als freie Teilchen bewegen; in z-Richtung sind die Zustände quantisiert. Das einschließende Potential ergibt sich aus der Differenz der LB- und VB-Energien von Quantentrog- und Barrierenmaterial. Aufgrund der Bewegungseinschränkung auf 2 Dimensionen spricht man von einem zweidimensionalen (2D) Elektronengas (2DEG) bzw. zweidimensionalen Lochgas. Halbleiterstrukturen, die aus verschiedenen Materialien aufgebaut sind, heißen HalbleiterHeterostrukturen. Der Fall einer Halbleiterheterostruktur für hochbewegliche 2DElektronengase wird in Kapitel 9 behandelt. 4. Dotierung, Elektronen und Löcher Wir verlassen nun den Fall T=0 und überlegen, wie man eine endliche Anzahl von Elektronen im LB oder von unbesetzten Zuständen im VB erzeugen kann, wie also im HL eine endliche Leitfähigkeit erzeugt werden kann. Dazu führen wir zunächst den Begriff des Lochs ein. Ein vollbesetztes VB enthält ca. 1023 Elektronen/cm3. Entfernen wir daraus ein Elektron, so können wir entweder die (1023-1) verbleibenden Elektronen betrachten oder den einen unbesetzten Platz. Letzteres ist offensichtlich einfacher und führt zum Konzept der Defektelektronen bzw. Löcher. Ein Loch ist ein unbesetzter Zustand in einem ansonsten fast vollständig gefüllten Band. Elektrische Ladung, Spin und Impuls sind entgegengesetzt zu denen des fehlenden Elektrons, da diese Werte für ein gefülltes Band Null sind. Das Loch hat somit eine positive Ladung und trägt zum Stromtransport bei (Löcherleitung). Zusammenfassend können wir folgendes festhalten: Elektronen und Löcher im HL-Kristall sind sog. Quasiteilchen, die nur im Kristall existieren. Sie sind charakterisiert durch ihre r r r Dispersionsrelation E( k ) durch ihren Quasiimpuls hk . Quasiimpuls deshalb, weil hk nur r modulo der bi erhalten ist und weil Blochwellen keine Eigenfunktionen des Impulsoperators sind. Dennoch gilt z.B. in Streuprozessen im Kristall ein Erhaltungssatz für die Summe aller r r hk i ± G . ( ) 10 Weiter werden Elektronen und Löcher durch ihre effektiven Massen charakterisiert. Die effektive Masse wird durch folgende Überlegung eingeführt: Für Transporteigenschaften bildet man durch die Überlagerung von Bloch-Wellen Wellenpakete. Diese bewegen sich mit ihrer Gruppengeschwindigkeit vg = 1 ∂E ∂ω = . h ∂k ∂k r (27) r Siehe auch (10). Eine äußere Kraft (z.B. äußeres E – oder B –Feld) ändert v g gemäß ∂v g 1 ∂ 2 E 1 ∂ 2 E ∂k 1 ∂ 2 E ∂hk . a= = = = h ∂k∂t h ∂k 2 ∂t h 2 ∂k 2 ∂t ∂t Dabei ist a die Beschleunigung, die Impulsänderung a= Vergleich mit (28) r ∂hk gibt die Kraft F . ∂t 1 F m (29) führt zum Konzept der effektiven Masse von Elektronen und Löchern, mit der sie auf eine äußere Kraft reagieren und die gegeben ist durch r r 1 1 ∂ 2 E (k ) 1 ∂ 2 E(k ) = = 2 m e , h h 2 ∂k 2 h ∂k i ∂k j . (30) Die allgemeinere Schreibweise in (30) zeigt, dass es sich um eine Tensorgröße handeln kann. Die effektiven Massen sind also umso kleiner, je größer die Bandkrümmung ist. Das ist ein sehr sinnvolles Konzept, denn wir hatten weiter oben festgestellt, dass die Breite der Bänder und damit ihre Krümmung umso größer wird, je größer der Überlapp benachbarter Wellenfunktionen ist. Andererseits kann sich ein Elektron oder Loch umso leichter durch den Kristall bewegen, je größer dieser Überlapp ist. Wir betrachten noch einmal Fig. 2.4 a). In kubischen Halbleitern findet man oft, dass das Valenzband bei k = 0 durch die Spin-Bahn Wechselwirkung ∆SO in zwei Teilbänder aufgespalten ist. Das obere ist bei k = 0 vierfach entartet (J = L+S = 3 2 h ) und spaltet für k ≠ 0 in zwei je zweifach entartete Bänder auf. Da diese unterschiedliche Krümmung besitzen, werden sie als schweres und leichtes Lochband (hh und lh) bezeichnet. Das Spin-Bahn abgespaltene Band (J=L+S= ½ ) ist nur zweifach entartet. In einachsigen Kristallen wie GaN, ZnO, CdS, CdSe,… ist die vierfache Entartung durch das hexagonale Kristallfeld schon bei k = 0 aufgehoben. Man hat daher bei k = 0 drei zweifach entartete Valenzbänder, die von oben nach unten üblicherweise als A, B und C Valenzband bezeichnet werden. Für tiefe Atomorbitale (z.B. 1s) geht der Überlapp gegen Null und die effektive Masse gegen ∞. Für solche (und nur für solche) Elektronen kann man sagen, dass sie fest an ein Atom gebunden sind. Die Effekte, die uns im Folgenden interessieren, spielen sich ganz überwiegend im Maximum des obersten VB und im Minimum des tiefsten LB ab. In diesen Bereichen ist die Dispersion parabolisch und damit die effektive Masse konstant. Dies führt zur Effektiv-MassenNäherung, in der Elektronen und Löcher als freie Teilchen mit Ladung ±e, Quasiimpuls r hk und konstanter effektiver Masse me,h betrachtet werden. 11 Elektronen und Löcher sind Einteilchenzustände Teilchenproblems in folgendem Sinne: oder die Lösungen des N±1 Bringt man in einen Kristall mit einem mit N Elektronen voll besetzten Valenzband ein weiteres (das N+1 Teilchen), so stehen für dieses gerade die LB Zustände zur Verfügung. Entfernt man ein Elektron (N-1 Teilchen), so kommt dieses gerade aus den VB Zuständen. Es gibt verschiedene Möglichkeiten, in einem Halbleiter Elektronen und/oder Löcher zu erzeugen. - Thermische Anregung aus dem Valenzband: bei endlicher Temperatur wird ein geringer Teil der Elektronen thermisch von VB ins LB angeregt und lässt dort Löcher zurück. Es gilt damit für die Elektronen- und Löcherkonzentration n und p n = p = ni (T). (31) Dabei ist ni (T) die sogenannte intrinsische Ladungsträgerkonzentration. In typischen Halbleitern ist ni bei Raumtemperatur (RT) sehr klein. In diesem Fall liegt die FermiEnergie oder das chemische Potential der Elektronen etwa in der Mitte der Bandlücke. Die Begriffe „Fermi-Energie“ bzw. „Fermi-Niveau“ EF und (elektro–) chemisches Potential werden in der HL-Physik i.a. synonym gebraucht. EF gibt die Energie an, bei der die Besetzungswahrscheinlichkeit den Wert 0.5 hat, unabhängig davon, ob bei dieser Energie Zustände existieren oder nicht. Im Allgemeinen liegt EF im Halbleiter in der Energielücke. - Thermische Anregung aus Störstellen, die durch Dotierung erzeugt werden: im thermischen Gleichgewicht kann die Konzentration einer Ladungsträgersorte zu Lasten der anderen stark durch Dotierung erhöht werden. Unter Dotierung versteht man den gezielten Einbau von Fremdatomen. Donatoren (z.B. Gruppe V Elemente in Si) haben ein lokalisiertes und schwach gebundenes Elektron (Donatorniveau), das bei RT thermisch leicht ins LB angeregt werden kann gemäß D0 ↔ D+ + e , (32) während Akzeptoren einen unbesetzten Zustand knapp über dem VB anbieten (Akzeptorniveau), der aus diesem ein Elektron aufnehmen bzw. ein Loch ins VB abgeben kann gemäß A0 ↔ A− + h . (33) Im thermodynamischen Gleichgewicht gilt stets n ⋅ p = ni (T ) , 2 (34) d.h. man kann durch Dotieren nur eine Ladungsträgersorte, entweder n oder p, erhöhen (sog. Majoritätsladungsträger). Die jeweils andere Ladungsträgersorte nimmt entsprechend ab (Minoritätsladungsträger). Dotierung mit Donatoren und Akzeptoren führt über Elektron-Loch Rekombitation zur Kompensation. Gleichung (34) wird weiter unten abgeleitet. Halbleiter, in denen durch Dotierung eine Ladungsträgersorte weit überwiegt, heißen extrinsisch. 12 - Optische Anregung oder Ladungsträgerinjektion: die Ladungsträgerkonzentration kann auch durch optische Anregung erhöht werden (→ Photoleitfähigkeit, Solarzelle) oder durch Injektion in einen pn Übergang (→ Gleichrichter, Solarzelle, Lumineszenz). In diesen Fällen entfernt man sich vom thermodynamischen Gleichgewicht und (34) gilt nicht mehr. n-dotierter HL Elektronenenergie p-dotierter HL LB DonatorNiveau LB EF EG EF AkzeptorNiveau + + + + + + VB VB Ortskoordinate Fig. 4.1: Die schematische Ladungsträgerverteilung in einem n- oder p-dotierten HL In Fig. 4.1 zeigen wir schematisch die Ladungsträgerverteilung in einem p- und in einem ndotierten HL. Die Fermi-Energie (oder das chemische Potential) liegt bei tiefen Temperaturen zwischen der Bandkante und dem Dotierniveau und bewegt sich mit zunehmender Temperatur in Richtung Mitte der Energielücke. (Siehe Fig. 4.2) Fig. 4.2: Die Lage der Fermi-Energien in Abhängigkeit von T für einen unterschiedlich stark n– oder p–dotierten Si-Kristall. Nach Schaumberg, Halbleiter. 13 Die Lage von EF ist festgelegt durch die absolute Temperatur des Halbleiters und die Elektronenkonzentration, z.B. im LB, durch das Integral n= ∞ ∫D EL (E ) f FD ,B (E , E F , T ) dE (35) dabei ist D(E) die Zustandsdichte, EL die Energie der Leitungsbandkante und f die Besetzungswahrscheinlichkeit für Elektronen. Die Löcherkonzentration ist dann gegeben durch p= EV ∫D −∞ (E ) [1 − f FD , B (E , E F , T )] dE , (36) wobei im thermodynamischen Gleichgewicht EF für Elektronen, Löcher und die Besetzung der Dotierniveaus in der Energielücke das Gleiche ist. Für Elektronen ist die Besetzungwahrscheinlichkeit f die quantenstatisitsche Fermi-DiracVerteilung 1 f = f FD = ( E − E F ) / k BT . (37) e +1 Soweit EF weit genug in der Energielücke liegt, lässt sich (37) für die Verteilung der Ladungsträger in den Bändern durch die klassische Boltzmann-Verteilung ersetzen. f B = e −( E − EF ) / k BT (38) Man nennt diese Näherung die Näherung der Nichtentartung und Halbleiter, die ihr genügen, nichtentartete Halbleiter. Elektronen und Löcher verhalten sich hier nicht mehr wie Quantenteilchen, sondern wie ein klassisches Gas. Die Näherung der Nichtentartung ist dann erlaubt, wenn der Abstand der Fermienergie EF von den Bandkanten EL und EV deutlich größer ist als die thermische Energie kBT. Denn dann wird die Exponentialfunktion in der Fermi-Dirac-Verteilung sehr viel größer als 1 und die „+1“ im Nenner kann vernachlässigt werden. Die folgende Tabelle zeigt den relativen Fehler der Boltzmann–Näherung für verschiedene Werte des Energieabstands E - EF in Einheiten von kBT. Energieabstand E - EF / kBT Relativer Fehler zur Fermi-Dirac-Verteilung In Prozent 2 3 4 5 13,5 5,0 1,8 0,67 Bei einem Energieabstand von 4 kBT, das sind bei Raumtemperatur 0,1 eV, ist der Fehler also schon kleiner als 2%. Der Vergleich mit Fig. 4.2 zeigt, dass alle Halbleiter, die nicht sehr hoch dotiert sind, der Nichtentartungsnäherung genügen (n, p < 1017-1018 cm-3 bei RT). 14 5. Die Ladungsträgerkonzentration im nichtentarteten Halbleiter Der Vorteil der Nichtentartung ist, dass sich die Integrale (35) und (36) für die Ladungsträgerkonezentrationen n und p analytisch berechnen lassen. Denn (35) und (36) vereinfachen sich mit der Boltzmannverteilung zu n= ∞ ∫ EL E − EF Dn (E ) ⋅ exp − dE k BT (39a) E − E D p (E ) ⋅ exp − F dE . k BT (39b) und p= EV ∫ −∞ Die Lösung dieser Integrale durch Substitution ergibt (siehe Anhang A1): E − EF n = N L ⋅ exp − L k BT mit N L := mn* k B T 2 2 2π h NV := m *p k B T 2 2π h 2 32 (40a) und E − EV p = NV ⋅ exp − F k BT mit 32 . (40b) NL und NV heißen effektive Zustandsdichten und sind bei Raumtemperatur von der Größenordnung 1018 cm-3. Die Ausdrücke für n und p hängen offensichtlich von der FermiEnergie EF ab und sind daher ohne Kenntnis von EF nicht auswertbar. Interessanterweise fällt die Fermi-Energie bei der Produktbildung jedoch heraus: E − EF E F − EV EG n ⋅ p = N L ⋅ NV ⋅ exp − L ⋅ exp − = N L N V ⋅ exp − k BT k BT k BT (41) mit der Bandlücke EG := EL − EV . Diese Gleichung besagt, dass n und p nicht unabhängig voneinander sind, sondern direkt reziprok zueinander. Ist die Dotierung vernachlässigbar, so stammen alle freien Ladungsträger aus der thermischen Anregung vom VB ins LB, und es gilt: n = p . Die intrinsische Ladungsträgerkonzentration ni = pi folgt dann sofort aus dem Produkt (41) n ⋅ p = ni ⋅ pi = ni2 zu E E ni (T ) = n ⋅ p = N L ⋅ N V ⋅ exp − G = A ⋅ T 3 2 ⋅ exp − G 2k B T 2k B T ( ) ( mit der Konstanten A = mn* ⋅ m *p 3 4⋅ k /(2π h 2 ) Gleichung (42) ist die Begründung für (34). ) 32 15 . (42) Der Vorfaktor A ⋅ T 3 2 hat bei Raumtemperatur Werte in der Größenordnung 1018 cm-3. Der Boltzmann-Faktor exp{-EG / 2kBT} hängt vom Verhältnis Energielücke EG zu thermischer Energie kBT ab. Für typische Halbleiter ist dieses groß (EG / 2kBT300 = 20 für EG = 1 eV) und der Boltzmann-Faktor somit klein. Die intrinsische Ladungsträgerkonzentration ist daher meist sehr viel kleiner als der Vorfaktor von 1018 cm-3. Ge Si GaAs EG / eV 0,66 1,12 1,42 ni / cm-3 2,4 × 1013 1,5 × 1010 2,1 × 106 Bandlücke und intrinsische Ladungsträgerkonzentration bei 300 K für wichtige Halbleiter. Sie kann nur in der Regel in hochreinen Halbleitern mit genügend kleiner Bandlücke und/oder bei erhöhten Temperaturen tatsächlich gemessen werden. Ob ein Halbleiter intrinsische oder extrinsische Leitung zeigt, hängt also von der Höhe der Dotierung sowie von der Temperatur ab. Fig. 5.1 zeigt den Wechsel des Leitungscharakters mit der Temperatur für Germanium mit einer sehr kleinen Donatorkonzentration ND = 1µ1013 cm-3. Aufgetragen sind n, p und die intrinsische Konzentration ni. Die Figur links zeigt die Auftragung gegen die Temperatur T, die Figur rechts die gegen die reziproke Temperatur T-1. Fig. 5.1: Die Ladungsträgerkonzentration in n-Germanium bei einer Donatorkonzentration von 1µ10-13 cm-3. Logarithmische Auftragung gegen die Temperatur (links) und gegen die reziproke Temperatur (rechts). Bei tiefen Temperaturen ist der Halbleiter extrinsisch (n à p), bei hohen intrinsisch (n = p); dazwischen liegt ein Übergangsbereich. Der extrinsische Bereich wird unterteilt in Reserve und Erschöpfung. Im Reservebereich werden zunehmend Elektronen aus den Donatoren thermisch ins LB angeregt. Im Erschöpfungsbereich sind alle Donator-Elektronen ins LB abgegeben und n kann mit steigender Temperatur zunächst nicht weiter erhöht werden. Die 16 Elektronenkonzentration im Leitungsband entspricht dann gerade der Donatorkonzentration ND. Erst wenn die Temperatur ausreicht, um aus dem VB merklich mehr Elektronen anzuregen (hier ab etwa 300 K), steigt die Elektronenkonzentration erneut und der Halbleiter wird intrinsisch. Technisch relevant ist der Erschöpfungsbereich, in dem die allermeisten Bauelemente betrieben werden, da ansonsten ihre Eigenschaften viel zu stark von der Temperatur abhingen. Die intrinsische Konzentration ni liegt immer zwischen n und p und ist im extrinsischen Bereich nur eine Rechengröße, die n und p verknüpft. Nur im intrinsischen Bereich entspricht ni der Ladungsträgerkonzentration. Man beachte, wie stark p im extrinsischen Bereich absinkt: Die Minoritätsladungsträger sind bei extrinsischer Leitung völlig vernachlässigbar. 6. Die Bestimmung der Bandlücke aus der intrinsischen Ladungsträgerkonzentration Gleichung (42) für ni zeigt, dass die Bandlücke aus ni = ni(T) berechenbar ist. Logarithmieren ergibt ln ni = ln A + ln T 3 2 − E G / (2k B T ) ( ) ni = ln A − EG / (2k B T ) . 32 T ln bzw. (43) Auftragen der linken Seite gegen 1/T ergibt also eine Gerade mit der Steigung -EG/2kB. Eine solche Auftragung zur Bestimmung der thermischen Aktivierungsenergie des Boltzmannfaktors (hier der Bandlücke) heißt Arrhenius-Darstellung. Die Arrhenius-Darstellung ergibt allerdings nur dann eine Gerade, wenn die Aktivierungsenergie nicht selbst von der Temperatur abhängt. Diese Voraussetzung ist für Halbleiter nicht exakt erfüllt, denn die Bandlücke von Halbleitern hängt (schwach) von der Temperatur ab. Die ArrheniusDarstellung ergibt dann eine gekrümmte Kurve - mit einer Ausnahme: die Abhängigkeit der Bandlücke von der Temperatur ist linear: EG (T ) = EG , 0 − α T . (44) Denn Einsetzen in (42) liefert in diesem Fall α ni = ln A + − EG , 0 / (2k B T ) = ln A′ − EG ,0 /( 2k B T ) . 32 2k B T ln (45) Als Bandlückenwert ergibt die Arrhenius-Darstellung dann den Wert EG,0. Die Temperaturabhängigkeit der Bandlücke vieler Halbleiter folgt nun bei höheren Temperaturen der linearen Gleichung (44), so dass eine Arrhenius-Auswertung möglich ist. Der Wert EG,0 ist allerdings fiktiv und entspricht nicht der Bandlücke bei T = 0 K. Jedoch kann aus EG,0 und α die Bandlücke im Gültigkeitsbereich der linearen Approximation sofort berechnet werden. 17 Fig. 6.1 zeigt die den Temperaturverlauf der Bandlücke von Germanium. Die durchgezogene Kurve entspricht der tatsächlichen Bandlücke EG(T). Die gestrichelte Linie entspricht der linearen Approximation (44) für höhere Temperaturen. Oberhalb von 300 K wird die Übereinstimmung gut. EG,0 ist der auf T = 0 K extrapolierte Wert der linearen Approximation. Die tatsächliche Bandlücke bei Null Kelvin, EG(0), ist kleiner als dieser Wert. Fig. 6.1: Die Bandlücke von Germanium: tatsächlicher Verlauf (durchgezogen) und lineare Näherung (gestrichelt). 7. Die Leitfähigkeit Um 1900 hatte Drude die metallische Leitfähigkeit unter der Annahme eines idealen Elektronengases im Festkörper beschrieben. Unter dem Einfluss eines äußeren elektrischen Feldes E gilt hierbei für ein Elektron der Masse m und der Ladung e die klassische Bewegungsgleichung für die Geschwindigkeit v m dv m + vd = − e E . dt τ Der hemmenden Wirkung von Stößen wurde mit dem Term m τ v d Rechnung getragen. Dabei ist v d = v − vtherm die sog. Driftgeschwindigkeit, d.h. die vom elektrischen Feld zusätzlich zur thermischen Geschwindigkeit vtherm erzeugte Geschwindigkeit. Beim Abschalten des Feldes klingt v mit der Relaxationszeit τ gegen die thermische Geschwindigkeit ab. Für den stationären Fall dv = 0 folgt dt vd = − Die Driftgeschwindigkeit ist Proportionalitätskonstante µ also eτ E =: − µ E . m proportional µ= eτ . m 18 zum elektrischen Feld mit der µ heißt Ladungsträgerbeweglichkeit oder -mobilität. Für die Stromdichte J in Feldrichtung folgt nun aus J = ρ vd mit der Ladungsdichte ρ = − e n : J = −e n vd = e n woraus mit dem Ohmschen Gesetz eτ E , m J =σE die elektrische Leitfähigkeit σ folgt: σ = en eτ = enµ . m (46) Die Leitfähigkeit ist also proportional zur Ladung, zur Dichte und zur Beweglichkeit der freien Ladungsträger. Die Beweglichkeit ist dabei proportional zur Relaxationszeit τ, die in etwa der Zeit zwischen zwei mikroskopischen Stößen, der mikroskopischen Stoßzeit oder Streuzeit, entspricht. 8. Die Ladungsträgerbeweglichkeit Drude nahm an, dass die Elektronen an den Atomrümpfen stoßen. Später wurde festgestellt, dass ein perfekt periodisches Atomgitter keine Streuung verursacht. Denn durch das Gitter laufende Elektronenwellen sind als Wellenpaket von Bloch-Wellen stationäre Lösungen der Schrödinger-Gleichung und somit zeitunabhängige Wellen. Ursache von Streuung sind daher lediglich Störungen des perfekten Gitters. Die wichtigsten Störungen sind Gitterwellen (Phononen) und geladene Defekte wie ionisierte Fremdatome. 8.1 Streuung an geladenen Störstellen Die Streuung an geladenen Fremdatomen oder Störstellen ist Streuung an einem CoulombPotential und kann mit klassischer Rutherford-Streuung beschrieben werden. Für den Rutherford-Streuquerschnitt sRutherford ~ v-4 1 3 folgt mit der klassischen Geschwindigkeitsverteilung m*v 2 = kT , d.h. v ~ T ½ : 2 2 sRutherford ~ T-2, und damit für die Temperaturabhängigkeit der Streuzeit τ τ ~ 1/(sRutherford · v) ~ T 3/2. Die Stoßzeit und damit die Beweglichkeit werden für tiefe Temperaturen immer kleiner, da ein langsames Teilchen vom Coulomb-Potential stärker abgelenkt wird als ein schnelles. 19 8.2 Streuung an Phononen Bei Streuung an Gitterwellen ist zwischen Elementhalbleitern und Verbindungshalbleitern zu unterscheiden. Verbindungshalbleiter besitzen auf Grund ihres ionischen Bindungsanteils unterschiedlich geladene Atome, die eine zusätzliche Coulombstreuung verursachen. Man nennt diese Streuung „polare Streuung“ (wegen der Polarität der chemischen Bindung). 8.2.1 Akustische Phononen Die lokale Gitterdeformation durch akustische Wellen führt zur sogenannten (nichtpolaren) „Deformationspotentialstreuung“. Bei Verbindungshalbleitern existiert zusätzlich die polare „piezoelektrische Streuung“. In Relaxationszeitnäherung lässt sich für den nichtentarteten Volumen-Halbleiter mit einfacher Bandstruktur die zugehörige Streuzeit ausrechnen. Die Temperaturabhängigkeit ist für beide Streuprozesse gleich, nämlich τ ~ T-3/2 d.h.: µ ak ,3D (T ) = Cak , 3D × T −3 / 2 (Cak,3D temperaturunabhängig). (47) Die Beweglichkeit nimmt mit steigender Temperatur immer mehr ab, da die Zahl der Phononen immer mehr zunimmt. Die Streuung an geladenen Störstellen mit T3/2 und an akustischen Phononen mit T-3/2 führt zu einem Maximum der Beweglichkeit bei einer bestimmten Temperatur. Fig. 8.1 zeigt schematisch die Beweglichkeit eines (unpolaren) Elementhalbleiters als Funktion der Temperatur. In der log-log-Darstellung ergeben sich rechts und links vom Maximum Geraden mit Steigungen entsprechend den Temperatur-Exponenten. ~ T -3/2 log µ ~ T +3/2 durch geladene Störstellen durch akustische Phononen Fig. 8.1: Beweglichkeit µ eines Elementhalbleiters als Funktion der Temperatur bei Streuung an akustischen Phononen und an geladenen Störstellen. log T Bei Kopplung der akustischen Phononen an ein zweidimensionales Elektronengas reduziert sich die Temperaturabhängigkeit zu τ ~ T-1: µ ak ,2 D (T ) = Cak ,2 D × T −1 (Cak,2D temperaturunabhängig). 20 (48) 8.2.2 Optische Phononen Die Temperaturabhängigkeit sowohl der polaren als auch der nichtpolaren Streuung an optischen Phononen entspricht der Anzahldichte der angeregten optischen Phononen. Diese folgt der Bose-Einstein-Verteilung. Beim zweidimensionalen Elektronengas bleibt die dreidimensionale Temperaturabhängigkeit erhalten und es gilt in erster Näherung: µop ,2 D (T ) = Cop, 2 D × exp hω LO − 1 (Cop,2D temperaturunabhängig) k BT (49) wobei die Kreisfrequenz ωLO diejenige des (longitudinal-)optischen Phonons ist. 8.3 Weitere Streumechanismen - bei indirekten Halbleitern: Zwischentalstreuung: Streuung zwischen den verschiedenen, äquivalenten Bandstruktur-Energieminima („Täler“) in verschiedenen k-Richtungen (intervalley scattering). Silizium weist 6 und Germanium 4 äquivalente Energie-„Täler“ im Leitungsband auf, siehe Fig. 2.5. Die Zwischentalstreuung wird ab etwa 100 K merklich. - Elektron-Loch-Streuung bei Halbleitern mit vergleichbarer Dichte von Elektronen und Löchern (intrinsische HL). Daneben gibt es noch Streuung an Defekten wie z.B. Kristall-Versetzungen, die hier nicht betrachtet werden. 8.4 Gesamtbeweglichkeit und Beispiele Die Gesamtstreurate ist die Summe der Streuraten der individuellen Streumechanismen. Die Streurate ist reziprok zur Streuzeit. Die Gesamtstreuzeit τtot ergibt sich daher aus den Einzelstreuzeiten τi gemäß 1/τtot = 1/τ1 + 1/τ2 + 1/τ3 ... und die Gesamtbeweglichkeit µtot entsprechend aus den Einzelbeweglichkeiten µi zu µtot = (1/µ1 + 1/µ2 + 1/µ3 ...)-1. (50) Eine Messung liefert die nur Gesamtbeweglichkeit. Die einzelnen Streumechanismen können jedoch auf Grund ihrer unterschiedlichen Temperaturabhängigkeiten identifiziert werden. Bei der Streuung an Phononen bestehen Unterschiede zwischen Elementhalbleitern und Verbindungshalbleitern: Bei optischen Phononen ist die polare Streuung weit effektiver als die nichtpolare Streuung. In Verbindungshalbleitern dominiert daher die polar-optische Streuung oberhalb von etwa 100 K. In Elementhalbleitern dagegen bleibt die optische Streuung, da sie nichtpolar ist, vergleichbar zur akustischen Streuung. 21 Fig. 8.2 zeigt experimentelle Elektronen-Beweglichkeiten als Funktion der Temperatur für nGermanium mit verschiedenen Donatorkonzentrationen ND. Für die höheren Donatorkonzentrationen (1) bis (4) wird die Beweglichkeit durch Störstellenstreuung limitiert. Bei niedrigen Konzentrationen (5) + (6) dominiert die akustische Phononstreuung (µ ~ T-3/2) und das Maximum der Beweglichkeit hat sich nach Temperaturen < 10 K verschoben. Oberhalb von etwa 100 K machen sich Zwischentalstreuung und nichtpolar-optische Phononstreuung bemerkbar, wodurch der Temperaturexponent auf etwa -1,7 erhöht wird. Fig. 8.2: Experimentelle ElektronenBeweglichkeit in n- Germanium als Funktion der Temperatur für verschiedene Donatorkonzentrationen ND. Nach Ibachÿ Lüth, Festkörperphysik. Fig. 8.3 zeigt berechnete Einzelbeweglichkeiten für ein zweidimensionales Elektronengas im Verbindungshalbleiter Galliumarsenid. Der Temperatur bereich beginnt hier bereits bei 1 K. Dargestellt sind die Beweglichkeiten für Streuung an polar-optischen Phononen („Optical phonon“), akustischen Phononen („Deformation potential + Piezoelectric“) und geladenen Störstellen („Remote impurity“). „Total“ ist die resultierende Gesamtbeweglichkeit. Sie wird je nach Temperatur von unterschiedlichen Streupartnern limitiert: von 0 … 10 K durch geladene Störstellen, von 10 bis 90 K durch akustische Phononen und ab 90 K durch polaroptische Phononen. Fig. 8.3: Berechnete Beweglichkeiten für ein 2DElektronengas in Galliumarsenid als Funktion der Temperatur. Nach Walukiewicz et al, Phys. Rev. B 30 (8), 4577 (1984). 22 9. Das zweidimensionale Elektronengas in modulationsdotierten GaAs/AlGaAs-Heterostrukturen Die Ladungsträgerbeweglichkeit ist in Bauelementen meist durch Streuung an ionisierten Störstellen begrenzt. Denn oft sind die Störstellendichten hoch, um hohe Ströme zu erzielen. Diese Begrenzung kann mittels Modulationsdotierung in Heterostrukturen umgangen werden. Modulationsdotierung heißt, dass in der Heterostruktur nur bestimmte, ausgewählte Bereiche dotiert werden. Wir betrachten in Fig. 9.1 eine Heterostruktur aus einer undotierten GaAs-Schicht und einer modulationsdotierten AlGaAs-Schicht. Zwischen der GaAs-Schicht und dem n-dotierten AlGaAs-Bereich befindet sich eine sogenannte „Abstandsschicht“. Evac II I EL EL - - - - II EF + + + + I II EF - - + + + + I EF EF EVI II EV I= II = GaAs AlGaAs GaAs AlGaAs Elektron . + + . . . + + + . . . + + undotiert ionisierter Donator n-dotiert Abstandsschicht, undotiert GaAs AlGaAs . . . + + + .+ . .+ + + . 2DEG (2-Dimensionales Elektronen-Gas) Fig. 9.1: 2DEG in der modulationsdotierten GaAs/AlGaAs-Heterostruktur. Die Abbildung links zeigt die Bandkantenenergien und die Fermi-Energie im GaAs und im AlGaAs vor dem Kontakt. Die Abbildung in der Mitte zeigt die Halbleiter unmittelbar nach dem Kontakt: Ein gewisser Anteil der freien Elektronen im n-dotierten AlGaAs überwindet durch Diffusion die Abstandsschicht und gelangt nach links in das GaAs. Diese Elektronen bleiben an der Grenzfläche gefangen, da sie einerseits von den positiven Donatoren des AlGaAs angezogen werden, aber andererseits den Bandkantensprung vom GaAs ins AlGaAs nicht überwinden können. Die Fermi-Energie muss stetig von links nach rechts verlaufen (gepunktete Linie). Da ihr Abstand zum LB ein Maß für die Elektronenkonzentration ist, kann man erkennen, dass an der Grenzfläche im GaAs eine hohe Konzentration vorliegt. Klarer sichtbar wird dies, wenn das Energiediagramm auf die Fermi-Energie EF anstatt auf die Vakuumenergie Evac bezogen wird. Eine solche Darstellung zeigt die rechte Abbildung. Die „verbogenen“ Bandkanten („Bandverbiegung“) entsprechen nun der Summe aus der Bandkantenenergie des homogenen Halbleiters (Abbildung Mitte) plus dem elektrostatischen Potential, das als Folge des Elektronentransfers entsteht. An der Grenzfläche befindet sich ein in etwa dreieckförmiges Potential, in dem die aus dem AlGaAs diffundierten Elektronen eingeschlossen sind. Sie bilden ein (quasi-) zwei-dimensionales Elektronengas (2DEG). Seine 23 Dichte ist hoch (Fermi-Energie oberhalb der Bandkante). Die zugehörigen Donatoren sind durch die Abstandsschicht räumlich getrennt. Daher ist die Störstellenstreuung für das Elektronengas stark reduziert, so dass ein 2DEG sehr hohe Beweglichkeiten erreichen kann. Fig. 9.2 zeigt die Verbesserung der Beweglichkeit in modulationsdotierten GaAs/AlGaAsHeterostrukturen im Lauf der Zeit. Die höchste Kurve dieser Abbildung datiert von 1989. Die Verbesserung beruht auf fortschreitender Eliminierung der Restverunreinigungen, d.h. der Störstellen, durch Verbesserung der Herstellungstechnologie. Die Beweglichkeit eines hochreinen GaAs-Volumenkristalls ist zum Vergleich mit eingezeichnet („Bulk“). Beim 2DElektronengas erkennt man die Streumechanismen aus der vorhergehenden TheorieAbbildung. Fig. 9.2: Entwicklung der Beweglichkeit des 2DEG in modulationsdotierten GaAs/AlGaAsHeterostrukturen von 1978 bis 1989 („our data“) im Vergleich mit einem GaAsVolumenkristall („bulk“). Nach Pfeiffer et al, Appl. Phys. Lett 88, 1888 (1989). Die in diesem Versuch als Probe B bezeichnete Probe ist eine modulationsdotierte GaAs/AlGaAs-Heterostruktur, hergestellt mit Molekularstrahlepitaxie. Fig. 9.3 zeigt ihren Aufbau schematisch. GaAs n-AlGaAs Fig. 9.3: Aufbau der GaAs/AlGaAsProbe B mit 2-dimensionalem Elektronengas. AlGaAs GaAs 24 Schutzschicht n-dotierte Elektronen-Spenderschicht Abstandsschicht 2DEG 10. Der Halleffekt Bewegte Ladungsträger erfahren im Magnetfeld eine Ablenkung senkrecht zur ihrer Bewegungsrichtung sowie senkrecht zum Magnetfeld durch die Lorentzkraft FL (r ) r r FL = q v × B . Die Ladung q ist positiv für Löcher und negativ für Elektronen. Die zur Seite gedrängten Ladungsträger bauen Flächenladungen an den Probenseiten auf, die r ein elektrisches Feld, das sogenannte Hall-Feld E H , erzeugen, das der Lorentzkraft entgegenwirkt. Im thermischen Gleichgewicht verschwindet die Gesamtkraft r r r r (r ) FL + q E H = 0 bzw. r EH = − v × B . Die Ladungsträger mit der Geschwindigkeit v bewegen sich dann im zeitlichen Mittel geradlinig. Mit der Stromdichte r r J = nq v folgt: r EH = − r ( r r ( ) 1 r r J ×B . nq ) Der Koeffizient zwischen E H und − J × B heißt Hall-Koeffizient RH (bei Metallen auch Hall-Konstante RH): ( r r r E H = − RH J × B ) (51) mit RH = 1 . nq (52) Die zum Hall-Feld EH gehörende Spannung kann an den Seitenrändern der Probe abgegriffen werden und heißt Hallspannung UH. Ihr Wert hängt von der Geometrie der Probe ab. 10.1 Halleffekt im bipolaren Halbleiter Vorstehende Definitionen gelten für ein Material mit einer Ladungsträgersorte. Tragen sowohl Elektronen als auch Löcher zur Stromleitung bei, so ist die Rechnung entsprechend zu erweitern. Man nennt die Leitung dann bipolar. Im Magnetfeld hat die Lorentzkraft für Elektronen und Löcher zunächst entgegengesetzte Richtung, allerdings sind auch die Ladungsträgergeschwindigkeiten entgegengesetzt gerichtet. 25 Zur Untersuchung der Vektorrichtungen wählen wir ein rechtshändiges Koordinatensystem so, dass der Stromdichtevektor in positive x-Richtung zeigt und der Magnetfeldvektor in der oberen x-z-Ebene liegt. z B x - - - - B y FL,p vp B E H,p + E H,n vp + + + FL,n vn vn B + J B - + + - + - J B J J Löcher Elektronen r r r Fig. 10.1: Teilchengeschwindigkeit v , Lorentzkraft FL und Hallfeld E H für Löcher (Index „p“) und Elektronen (Index „n“). r r r Der Vektor J × B zeigt dann immer in die negative y-Richtung. Das Hallfeld E H ist dazu r r r parallel (Elektronen) oder antiparallel (Löcher). J × B und E H besitzen also nur yr r r Komponenten mit J × B = (− J x Bz ) eˆ y und E H = ± E H eˆ y . Gleichung (51) kann damit nach RH aufgelöst werden: ± EH RH = (53) J x Bz r Das positive Vorzeichen gilt für Löcher ( E H weist in + y -Richtung) und das negative für r Elektronen ( E H weist in − y -Richtung). Bei bipolarer Leitung ist Jx die bipolare Stromdichte J x = J x ,n + J x , p = e ⋅ (nµ n + pµ p ) ⋅ E x = σ bipolar E x und EH das resultierende Hallfeld. Da die Lorentzkraft für Elektronen und Löcher verschieden ist, resultieren Nettokräfte in y-Richtung. Aus der Bedingung, dass kein Nettostrom in yRichtung fließt, kann EH berechnet werden. Die Rechnung findet sich im Anhang. Für den Hallkoeffizient folgt: pµ 2p − nµ n2 =: RHbipolar RH = e (nµ n + pµ p ) 2 Die unipolaren Grenzfälle für reine Elektronenleitung (p = 0) und reine Löcherleitung (n = 0), Gleichung (52), ergeben sich zwanglos. Der bipolare Hallkoeffizient scheint von den beiden Beweglichkeiten µn und µp einzeln abzuhängen, tatsächlich aber geht nur deren Verhältnis b := µn µp 26 R Hbipolar = ein: p − nb 2 e ( p + nb ) 2 . (54) Für den intrinsischen Halbleiter mit n = p= ni folgt: RHbipolar = 1 1− b =: RHint e ni 1 + b (55) Für µn > µp ist b > 1 und RH negativ. Das Vorzeichen von RH bei intrinsischer Leitung entspricht also dem der Ladungsträgersorte mit der größeren Beweglichkeit. In der Regel besitzen die Elektronen die größere Beweglichkeit, d.h. RHint ist negativ. Wir betrachten nun den Fall, dass ein Halbleiter seinen Leitungscharakter von extrinsisch nach intrinsisch, d.h. von unipolar nach bipolar ändert. Dabei interessiert der Zusammenhang zwischen Ladungsträgerkonzentration und Hallkoeffizient, der nach (52) und (55) reziprok ist. Fig. 10.2 zeigt wiederum für n-Germanium die Ladungsträgerkonzentrationen n und p als Funktion der Temperatur. Die Symbole zeigen den Betrag des reziproken Hallkoeffizienten 1/(|e| |RH|) gemäß Gleichung (54), wobei für b der Wert b = 2 gewählt wurde. 1E16 n-Ge Ladungsträgerkonzentrationen n, p; 1/(|eRH|) / cm -3 1-b 1+b b=2 1E15 1/(|e||RH|) extrinsisch n >> p 1E14 intrinsisch n=p 1E13 n 1E12 p 0 100 200 Fig. 10.2: Inverser bipolarer Hallkoeffizient 1/(|e||RH|) sowie Elektronen- und Löcherkonzentration in n-Germanium als Funktion der Temperatur. n p 1/(|eRH|) 300 400 500 Temperatur T / K Im Bereich der extrinsischen Leitung sind n und 1/(|e||RH|) deckungsgleich, Gleichung (52). Im Bereich der intrinsischen Leitung differieren ni und 1/(|e||RH|) um den Faktor (1-b)/(1+b), Gleichung (55). Dazwischen befindet sich ein Übergangsbereich, der keine eindeutige Zuordnung von n zu RH (ohne Kenntnis von p) erlaubt. Der charakteristische Knick in 1/(|e||RH|) kennzeichnet eher den Beginn des Übergangsbereichs als den des intrinsischen Bereichs. Der Beginn der „rein“ intrinsischen Leitung ist daher aus dem Temperaturverlauf von 1/RH nicht ohne weiteres erkennbar. 27 10.2 Beweglichkeit im unipolaren und im bipolaren Halbleiter Im unipolaren (extrinsischen) Fall folgt die Beweglichkeit aus (46) und (52) zu µ = σ RH (56) Im bipolaren Fall ergibt das Produkt σ|RH| zwar eine Größe mit der Dimension Beweglichkeit, aber diese stimmt nur in den unipolaren Grenzfällen mit den Teilchenbeweglichkeiten µn, µp überein: σ bipolar RHbipolar = pµ 2p − nµ n2 pµ p + nµ n µn = µ p für reine n - Leitung ( p = 0) für reine p - Leitung ( n = 0) Im intrinsischen Fall n = p ergibt sich n= p σ bipolar RHbipolar → µ p − µ n d.h. (σ| RH|) entspricht der Differenz der Teilchenbeweglichkeiten. Folgen die Teilchenbeweglichkeiten einem Potenzgesetz, µ ~ T λ so ergibt die Darstellung log (σ| RH|) gegen log(T) sowohl im extrinischen als auch im intrinsischen Bereich Geraden, die im Übergangsbereich eine Stufe bilden. Fig. 10.3 zeigt eine solche Darstellung für n-leitendes Germanium. extrinsich (unipolar) n-Ge Übergangsbereich log(σ|RH|) intrinsich (bipolar) σ|RH| = µn σ|RH| = µn - µp µn> µp Phononstreuung µ ~ T λ Elektron-LochStreuung ? Fig. 10.3: Log (σ| RH|) gegen Log (Temperatur) für n-Germanium mit dem Übergang von extrinsischer zu intrinsischer Leitung. log(Temperatur) Am Übergang von extrinsischer zu intrinsischer Leitung zeigt σ| RH| eine Stufe, deren Höhe der Löcherbeweglichkeit entspricht (D = µn - (µn - µp)). Die Steigungen der beiden Geraden unterscheiden sich etwas, da die Temperaturexponenten λ für Elektronen und Löcher nicht genau gleich sind. Das Abknicken von σ|RH| bei höheren Temperaturen beruht vermutlich auf Elektron-Loch-Streuung. Ein solches Diagramm erlaubt die Festlegung der Temperaturbereiche für „rein“ extrinsische und „rein“ intrinsische Leitung. 28 11. Die Messung von Leitfähigkeit und Hallkoeffizient 11.1 Die Barren- oder Plättchengeometrie U quer U quer l d d I b b Fig. 11.1: Barrengeometrie (links) und Plättchengeometrie (rechts). Bei Barrengeometrie (b ≈ d) und Plättchengeometrie (b > d) wird die Probe in Längsrichtung vom Strom durchflossen. Quer zur Stromrichtung befinden sich an zwei gegenüber liegenden Seiten Kontakte zur Messung der Querspannung. Das B-Feld steht senkrecht zu dieser Querrichtung, meist normal zur Probenoberfläche. Leitfähigkeit σ = Jx/Ex • Die Stromdichte Jx ergibt sich aus dem gemessenen Strom I und der Querschnittsfläche bÿd der Probe. • Das den Strom Jx treibende E-Feld Ex ergibt sich aus der angelegten Spannung und der Probenlänge l. Der Fall störender Kontaktwiderstände, der eine 4-Punkt-Messung erforderlich macht, wird hier nicht betrachtet. Hallkoeffizient |RH| = |EH/(Jx Bz)| • Das Hallfeld EH ergibt sich aus der Hallspannung UH und der Probenbreite b. • Die Stromdichte Jx folgt wie oben aus dem gemessenen Strom und der Querschnittsfläche. • Die Magnetfeldstärke B muss bekannt sein. Hinweis: UH ist die Differenz der gemessenen Querspannungen Uquer mit Magnetfeld und ohne Magnetfeld. Denn der fließende Strom impliziert einen Spannungsabfall in Längsrichtung, so dass zwischen zwei nicht exakt gegenüberliegenden Querkontakten auch ohne Magnetfeld eine Spannung anliegt, die sich zur Hallspannung mit Magnetfeld addiert. In der Praxis misst man die Querspannung bei positiver und negativer Magnetfeld-Polung, wobei die Hallspannung das Vorzeichen wechselt, die zusätzliche Längsspannung jedoch nicht. Man überlegt sich: UH = [Uquer(+B) - Uquer(-B)]/2. Das Vorzeichen von RH folgt nur dann aus der Messung, wenn die Vektorrichtungen von Jx und B und die Anschlusspolung für Uquer im Messaufbau bekannt sind. Andernfalls liefert die Messung nur den Betrag von RH, dessen Vorzeichen bei unbekanntem Leitungstyp aus anderen Überlegungen erschlossen werden muss (siehe z.B. Anmerkungen zu Gleichung (55)). 29 11.2 Die Van-der-Pauw-Geometrie Diese Geometrie beruht auf einer theoretischen Arbeit von L.J. van der Pauw, nach der Leitfähigkeit und Hallkoeffizient auch für eine beliebig geformte Probe homogener Dicke mit Hilfe von 4 Punktkontakten am Rand gemessen werden können. C D B Punkt-Kontakte A, B, C, D A Die Leitfähigkeit für eine Probe der Dicke d (3-dimensionaler Fall) ist: U CD = VD- VC σ = π d ln 2 1 U U U ⋅ CD + AD ⋅ f CD 2 I AB I BC I AB U DA I BC −1 - + C D A B (f ist eine schwach vom Argument abhängige Funktion mit f(1) = 1). IAB - + Der Hallkoeffizient ist: C ∆U BD d RH = I AC B D + mit DUBD = UBD (mit Magnetfeld) - UBD (B=0). U BD - IAC A B . B Wählt man eine symmetrische Form, z.B. ein Quadrat C D B A so vereinfacht sich der Ausdruck für σ wegen U CD U DA = zu: I AB I BC 30 σ = ln 2 I AB . π d U CD + Im 2-dimensionalen Fall (2DEG) entfällt die Dicke d: σ = ln 2 I AB π U CD RH = ∆U BD 1 I AC B Bei Halbleitern ist der Metall-Halbleiter-Kontakt oft hochohmig. Daher sucht man die Kontaktflächen zu vergrößern. Die Punktkontakt-Bedingung wird dabei durch schmale Zuleitungsstege approximiert: Halbleiterprobe großflächiger Metallkontakt Fig. 11.2: Symmetrische „Kleeblatt“-Geometrie für Halbleiterproben, erlaubt großflächige Metallkontakte. vermessenes Probenareal Die Stege können auch breit sein, solange ihre Länge größer ist als ihre Breite: Metallkontakt Eine solche „Kreuz-Form“ ist für Halleffektmessungen gut geeignet und robuster gegenüber Beschädigungen als die „Kleeblatt-Form“. 11.3 Die Proben A und B Die Probe A ist ein Germanium-Plättchen mit 2 flächigen Goldkontakten an den Stirnseiten für den Strom und 2 kleineren Goldkontakten an den Längsseiten für die Querspannungsmessung. 31 Die Probe B ist eine Galliumarsenid-Multischichtprobe mit 2DEG in Van-der-PauwGeometrie („Kreuz-Form“). Der Schichtstapel ist insgesamt 1,86 µm hoch und wurde mit Molekularstrahlepitaxie auf einem GaAs-Wafer aufgebracht. Einlegierter Metallkontakt 20 nm GaAs Schutzschicht 80 nm Al0,25Ga0,75As:Si n-dotierte Elektronen-Spenderschicht 45 nm Al0,25Ga0.75As Abstandsschicht 2DEG 1 µm "aktive" Schicht GaAs 9,0 nm Al0,25Ga0.75As 1,5 nm GaAs 0,5 µm GaAs } x 20 Multischicht zur Blockade von Kristalldefekten aus dem Wafer Pufferschicht GaAs Wafer Die Kreuzform wurde durch Photolithographie und chemisches Ätzen aus dem Schichtstapel präpariert. Anschließend wurden die Kontakte aufgebracht. Die Probe wurde hergestellt vom Fraunhofer-Institut für Angewandte Festkörperphysik in Freiburg i.Br. Für die 2D-Elektronenkonzentration und die Beweglichkeit macht der Hersteller folgende Angaben: 300 K 77 K n2D / cm-2 µ / cm-2/(Vs) 2,9 × 1011 1,7 × 1011 6.500 194.000 32 11.4 Materialparameter Germanium Bandlücke EG bei 300 K: 0,66 … 0,67 eV α = - dEG/kBT zwischen 300 und 500 K: 4 × 10-4 eV/K ni bei 300 K: 2,4 × 1013 cm-3 Elektronenbeweglichkeit bei 300 K: 3900 cm2/(Vs) (Reinstgermanium) Löcherbeweglichkeit bei 300 K: 1900 cm2/(Vs) (Reinstgermanium) Beweglichkeitsverhältnis µn/µp oberhalb 300K: 1,2688 + 0,00097 × T, T in Kelvin GaAs 8000 cm2/(Vs) (Reinstgalliumarsenid) Elektronenbeweglichkeit bei 300 K: 400 cm2/(Vs) (Reinstgalliumarsenid) Löcherbeweglichkeit bei 300 K: Energie des (longitudinal-) optischen Phonons: 36 meV 11.5 Einheiten Symbol Größe SI-Einheit Abgeleitete SI-Einheit Stromdichte J A/m2 A/cm2 Elektrische Feldstärke E V/m V/cm Magnetische Flussdichte B 1 Tesla = 1 Vs/m2 1 Gauß = 1 Vs/cm2 σ = J/E (Ω.m)-1 Ω-1 (Ω.cm)-1 RH As/m3 As/m2 As/cm3 As/cm2 m2/(Vs) cm2/(Vs) Leitfähigkeit 3D 2D Hallkoeffizient 3D 2D Beweglichkeit µ = v/E 1 eV = 1 Elektronenvolt ist die Energie, die ein Elektron beim Durchlaufen einer elektrischen Potentialdifferenz von 1 Volt aufnimmt: 1e ÿ 1V = 1,602 × 10-19 As ÿ 1V = 1,602 × 10-19 J. 33 Anhang A1. Freie Ladungsträgerkonzentration im Halbleiter In der Näherung der Nichtenartung lauten die Integrale für die Ladungsträgerkonzentrationen n= ∞ ∫ Dn ( E ) EL E − EF exp − dE k BT und p= EV ∫ Dp (E ) ∞ E − E exp − F dE . k BT Die Zustandsdichte D(E) ergibt sich aus (19c), (20) und (21) zu 2 2 m* D ( E ) = 2 2 π h 3 2 E, wenn man berücksichtigt, dass nur der positive Oktand des k-Raumes zählt und dass ein Faktor 2 auf Grund der Spinentartung hinzukommt. Die Zustandsdichten für LB und VB, Dn(E) und Dp(E), ergeben sich durch die Wahl des Energie-Nullpunkts und der entsprechenden effektiven Bandmassen mn* und mp*: 2 2 m* Dn ( E ) = 2 2n π h 3 2 * E − E L , E > EL 2 2 mp und D p ( E ) = 2 2 π h 3 2 EV − E , E < EV. Für die Elektronenkonzentration im LB erhalten wir damit ausgeschrieben: n= ∞ ∫ EL 2 2 mn* π 2 h 2 32 E− E L exp − E − EF k BT dE 2 2 mn* = π 2 h 2 32 EF ∞ k BT e ∫ EL E − EL e − E k BT Die Substitution x:= (E-EL)/(kBT) führt zu 2 2 m* n = 2 2n π h ∞ Das unbestimmte Integral ∫ 0 32 EF k BT e − e EL k BT (k BT )3 2 x ⋅ e − x dx hat den Wert m*k T n = 2 n B2 2π h 32 ∞ ∫ 0 x e − x dx . π 2 . Damit folgt als Endergebnis: E − EF exp − L . k BT Die Rechnung für die Löcherkonzentration p ist analog. 34 dE A2. Hallfeld bei bipolarer Leitung Wir wählen legen das KOOS wieder so, dass der Stromdichtevektor in +x-Richtung zeigt und das B-Feld in der x-z-Ebene liegt (dies ist o.B.d.A. immer möglich). Dann treten nur Kräfte in y-Richtung auf. Die Komponentenindizes von Geschwindigkeit, Lorentzkraft und Hallfeld v, FL,y FL, Ey EH. Die werden daher im Folgenden fortgelassen: vx Teilchengeschwindigkeit wird jedoch je nach Richtungssinn mit Vorzeichen versehen: so ist die Elektronengeschwindigkeit -vn, da die Elektronen in die negative x-Richtung fließen. Die Ladung q des Elektrons sei -e, die des Lochs e mit e positiv. → → → Die Lorentzkraft in y-Richtung ist allgemein: FL = −( v x × Bz ) q . Lorentzkraft: Elektronen Löcher FLn = −( − vn B z )( − e) FLp = −(v p Bz )(e ) = − e vn B z = −e v p Bz Das resultierende Hallfeld EH ist unbekannt und die Summe aus Lorentzkraft und Hallfeldkraft verschwindet nicht. F n = FLn − eE H ≠ 0 Gesamtkraft: F p = FLp + eE H ≠ 0 = e (− v p B z + E H ) = −e (vn Bz + E H ) Diese Nettokräfte in y-Richtung bewirken einen Strom in y-Richtung über J y = σ y-Stromkomponente: J yn = σ n mit v = µ E x : Fn −e J yp = σ p = e p µ p (E H − v p B z ) , = e n µ n (E H + µ n E x B z ) = e p µ p (E H − µ p E x B z ) . J ny + J yp = 0 = e n µ n (E H + µ n E x Bz ) + e p µ p (E H − µ p E x Bz ) ( ) ⇔ (n µ n + p µ p ) E H = p µ 2p − n µ n2 E x Bz , folgt: Jx σ bipolar = Fp e = e n µ n (E H + v n B z ) Der Gesamtstrom in y-Richtung muss verschwinden: und mit E x = F q Jx e (n µn + p µ p ) EH = p µ 2p − n µ 2p e ( n µ n + pµ p ) 2 J x Bz . 35