Modello Corpuscolare Emissione di un fotone Assorbimento di un fotone Struttura elettronica degli elementi La natura quantizzata dell’elettrone deriva da quattro grandezze deterministiche (misurabili sperimentalmente) che prendono nome di numeri quantici. • Numero quantico principale n= 1(K), 2(L), 3(M), 4(N), 5(O), 6(P), 7(Q). Il massimo numero di elettroni consentiti nella corteccia n è 2n2. • Numero quantico momento angolare l= 0(sharp), 1(principal), 2(diffuse), 3(fundamental), …, n-1. Il momento angolare determina la forma della nuvola elettronica. La corteccia n ammette n sottocortecce: 0, 1, …, n-1. • Numero quantico magnetico ml= 0, ±1, ±2, …, ±l. Il numero quantico magnetico fornisce l’orientazione (orbitale) dei lobi delle sottocortecce. Il numero di orientazioni ml relative alla sottocorteccia l è 2l+1 • Numero quantico spin ms= ±½. Principio di esclusione di Pauli In un sistema elettronico neppure due elettroni possono avere la stessa quaterna di numeri quantici (n, l, ml, ms). Struttura elettronica degli elementi Struttura elettronica degli elementi Elemento Numero Atomico Notazione Spettroscopica C 6 1s2 2s2 2p2 Si 14 1s2 2s2 2p6 3s2 3p2 Ge 32 1s2 2s2 2p6 3s2 3p6 3s10 4s2 4p2 Sn 50 1s2 2s2 2p6 3s2 3p6 3s10 4s2 4p6 4d10 5s2 5p2 Struttura elettronica degli elementi Elemento Numero Atomico Si 14 Notazione Spettroscopica 1s2 2s2 2p6 3s2 3p2 Consideriamo N atomi isolati. In ciascun atomo isolato vi sono, negli ultimi due livelli, due elettroni nel livello s e due elettroni nel livello p. 2N elettroni che occupano i 2N possibili livelli s alla stessa energia 2N elettroni che occupano un terzo dei 6N possibili livelli p alla stessa energia Quando gli atomi si accoppiano per formare il cristallo, le funzioni d’onda atomiche si sovrappongono ed il cristallo (sistema elettronico) deve obbedire al principio di esclusione di Pauli. I 2N stati s ed i 6N stati p, inizialmente alla stessa energia, degenerano per assumere energie diverse. Tali energie sono molto prossime tra loro dal momento che N è un numero molto grande ~1023 cm-3. Nella condizione di equilibrio i 4N stati occupati da elettroni (2N di tipo s e 2N di tipo p) sono degenerati in un’unica banda denominata Banda di Valenza. Analogamente i 4N stati privi di elettroni (4N di tipo p) sono degenerati nella Banda di Conduzione. Le due bande sono separate dalla Banda Proibita. La distribuzione delle bande di energia caratterizza le proprietà di conducibilità del materiale Bande di energia in un materiale n ~ 1028 e/m3 Energy gap ~ 6eV (Carbonio) n ~ 107 e/m3 Energy gap ~ 1eV n ~ 1017 e/m3 Bande di energia in un semiconduttore Bande di valenza: light-hole, heavy-hole e spin-orbit split-off band L’energia è diagrammata in funzione del numero d’onda k lungo le principali direzioni cristallografiche. Fortunatamente il diagramma può essere semplificato dal momento che solo gli elettroni che appartengono alla più alta banda maggiormente riempita ed alla più bassa banda maggiormente svuotata contribuiscono maggiormente a definire il comportamento del semiconduttore. Il massimo della banda di valenza è assunto in corrispondenza di K=0 (Γ), se anche il minimo della banda di conduzione è assunto in corrispondenza dello stesso punto il semiconduttore è detto a banda proibita diretta. In caso contrario si parla di semiconduttore a banda proibita indiretta. Bande di energia nel silicio Reticolo cristallino Legame covalente Bande di energie Allo zero assoluto tutti gli elettroni sono contenuti nella banda di valenza e la banda di conduzione è completamente vuota. Generazione di una coppia elettrone-lacuna Reticolo cristallino Legame covalente Bande di energie A temperatura ambiente alcuni legami covalenti si rompono ad opera dell’energia termica fornita al cristallo creando coppie elettrone-lacuna. Sia gli elettroni in banda di conduzione che le lacune in banda di valenza partecipano al meccanismo della conduzione elettrica (bipolarità). In un semiconduttore intrinseco il numero di elettroni in banda di conduzione è pari al numero di lacune in banda di valenza. n = p =ni Conduzione elettrica Meccanismo con cui una lacuna partecipa alla conduzione. E’ un meccanismo che non coinvolge gli elettroni liberi. Gli elettroni e le lacune possono essere trattate, ai fini della conduzione elettrica, come particelle classiche fittizie aventi massa efficace mn e mp. Approssimazione valida se i campi esterni sono assai più deboli di quelli periodici prodotti dalla struttura reticolare. La massa efficace ci consente di ignorare per i portatori liberi (elettroni e lacune) la dipendenza del reticolo cristallino. Generazione e ricombinazione Oltre che per generazione termica, è possibile creare una coppia elettrone-lacuna mediante esposizione luminosa oppure mediante l’impatto con una particella ad elevata energia. Nel primo caso il fotone incidente deve possedere energia Eph>Eg. L’eccesso di energia Eph-Eg è trasferito all’elettrone ed alla lacuna sotto forma di energia cinetica. Generazione e ricombinazione Durante un processo ricombinativo l’energia associata alla differenza di livelli tra cui avviene la transizione può essere ceduta: • mediante l’emissione di un fotone (ricombinazione radiativa); • sotto forma di fonone ovvero di una vibrazione reticolare; • ad un altro elettrone o lacuna (ricombinazione Auger). La ricombinazione radiativa e quella Auger sono possibili solo per semiconduttori a banda proibita diretta quali l’Arseniuro di Gallio. Per un semiconduttore a banda proibita indiretta, quali il Silicio o il Germano, la ricombinazione può avvenire solo tramite centri di ricombinazione. Corrente di drift v n = − µnE v p = µ pE J n = − qnv n J p = qpv p J = (nµ n + pµ p )qE = σE σ = q(nµn + pµ p ) ρ= 1 σ La mobilità è funzione del tempo medio tra due urti consecutivi e della massa efficace del portatore Corrente di diffusione dn xˆ dx dp J p = − qD p xˆ dx Dn D p KT = = = VT q µn µ p J n = qDn Corrente totale dn xˆ dx dp J p = qpµ p E − qD p xˆ dx I TOT = A(J n + J p ) J n = qnµ n E + qDn Densità degli stati nei semiconduttori La densità di stati gC(E) fornisce il numero di stati per unità di volume e per unità di energia consentiti agli elettroni in banda di conduzione in corrispondenza del livello energetico E. Analogamente la grandezza gV(E) fornisce il numero di stati per unità di volume e per unità di energia consentiti alle lacune in banda di valenza in corrispondenza del livello energetico E. La densità degli stati fornisce un’informazione sul numero di stati consentiti e non sulla loro effettiva occupazione da parte dei portatori liberi. 8π 2 2 3 2 gC ( E ) = mn E − EC 3 h 8π 2 2 3 2 gV ( E ) = m p EV − E 3 h Maggiore (minore) è il livello energetico E rispetto ad EC (EV) e maggiore è il numero di stati consentiti. Funzione di distribuzione Fermi-Dirac La funzione di distribuzione Fermi-Dirac f(E) fornisce la probabilità che un elettrone occupi uno stato quantico ad un livello energetico E. f (E) = 1 ⎛ E − EF ⎞ 1 + exp⎜ ⎟ ⎝ KT ⎠ EF rappresenta il livello di Fermi ovvero il livello in cui la probabilità di trovare un elettrone è ½. Analogamente la probabilità che una lacuna occupi uno stato quantico ad energia E è 1-f(E). Funzione di distribuzione Fermi-Dirac Variazione della funzione Fermi-Dirac con la temperatura Concentrazione dei portatori intrinsici L’effettiva concentrazione di elettroni liberi al livello energetico E si ottiene moltiplicando il numero degli stati consentiti gC(E) per la probabilità f(E) che tali stati siano effettivamente occupati. n(E)=gC(E)f(E) analogamente p(E)= gV(E)(1-f(E)) n= ∫ n( E )dE = ∫ g BC BC C ( E ) f ( E )dE p= ∫ BV p( E )dE = ∫g V BV ( E )(1 − f ( E ))dE Concentrazione dei portatori intrinsici n= ∫ n( E )dE = ∫ g BC C ( E ) f ( E )dE EF = Ei = np = ni2 p( E )dE = ∫g V ( E )(1 − f ( E ))dE BV ⎛ E − EV ⎞ p = NV exp⎜ − F ⎟ KT ⎠ ⎝ ⎛ E − EF ⎞ n = N C exp⎜ − C ⎟ KT ⎠ ⎝ ⎛ 2πmn KT ⎞ N C = 2⎜ ⎟ 2 h ⎝ ⎠ ∫ BV BC 3 p= 3 2 EC ⎛ 2πm p KT ⎞ 2 NV = 2⎜⎜ ⎟⎟ 2 h ⎝ ⎠ + EV KT ⎛ NV ⎞ EC + EV 3KT ⎛ m p ⎞ ⎟= ⎟⎟ + ln⎜ + ln⎜⎜ m 2 2 ⎜⎝ N C ⎟⎠ 2 4 ⎝ n⎠ Legge di azione di massa ⎛ E ⎞ ni2 = N C NV exp⎜⎜ − g ⎟⎟ ⎝ KT ⎠ La concentrazione intrinseca non dipende da EF ma dalla temperatura e dalle proprietà del materiale. Donatori e accettori Silicio intrinseco Silicio drogato di tipo n Silicio drogato di tipo p Donatori e accettori n ≈ ND p ≈ NA ⎛N ⎞ EC − EF = KT ln⎜⎜ C ⎟⎟ ⎝ ND ⎠ ⎛ E − EF ⎞ n = N C exp⎜ − C ⎟ KT ⎠ ⎝ ⎛N ⎞ EF − EV = KT ln⎜⎜ V ⎟⎟ ⎝ NA ⎠ ⎛ E − EV ⎞ p = NV exp⎜ − F ⎟ KT ⎠ ⎝ ⎛ E − Ei ⎞ ⎛ E − Ei ⎞ n = N C exp⎜ − C ⎟ exp⎜ F ⎟ KT KT ⎝ ⎠ ⎠ ⎝ ⎛ E − Ei ⎞ n = ni exp⎜ F ⎟ KT ⎝ ⎠ ⎛ E − EV ⎞ ⎛ E − EF ⎞ p = NV exp⎜ − i ⎟ exp⎜ i ⎟ KT KT ⎝ ⎠ ⎠ ⎝ ⎛ E − EF ⎞ p = ni exp⎜ i ⎟ KT ⎝ ⎠ Donatori e accettori nn ≈ N D ni2 pn = nn ⎛N ⎞ EC − EF = KT ln⎜⎜ C ⎟⎟ ⎝ ND ⎠ Diagramma a bande in presenza di polarizzazione L’applicazione di un potenziale V all’estremità destra del cristallo comporta una crescita lineare del potenziale all’interno del cristallo e, conseguentemente, una diminuzione lineare delle bande di energia. La variazione del diagramma a bande è qV. d (energia _ potenziale ) dx 1 dEi E= q dx − qE = − Giunzione p-n all’equilibrio termodinamico Consideriamo due regioni di materiale semiconduttore, una di tipo p e l’altra di tipo n, uniformemente drogate e fisicamente separate. Il livello di Fermi EF è prossimo al bordo della banda di valenza nel semiconduttore di tipo p, analogamente, l’elevata concentrazione di elettroni nel semiconduttore di tipo n sposta il livello di Fermi EF verso il bordo della banda di conduzione. Quando le due regioni costituiscono una giunzione p-n, il forte gradiente di concentrazione dei portatori liberi provoca la diffusione di lacune dal lato p verso quello n ed, analogamente, la diffusione di elettroni dalla regione n verso quella p. Giunzione p-n all’equilibrio termodinamico Le lacune che diffondono dal lato p verso quello n lasciano in prossimità della giunzione ioni negativi NA- non compensati. Analogamente, nel lato n restano vicino alla giunzione ioni positivi ND+ non compensati. Di conseguenza si forma, a ridosso della giunzione, una regione di carica spaziale negativa nel lato p ed una regione di carica spaziale positiva nel lato n. Nasce un campo elettrico diretto dalla carica positiva verso quella negativa e, pertanto, una corrente di drift che si oppone alla diffusione dei portatori. In condizioni di equilibrio termodinamico il flusso netto di corrente è nullo e la corrente di drift eguaglia quella di diffusione. Giunzione p-n all’equilibrio termodinamico Concentrazione dei portatori. Distribuzione della carica spaziale. Distribuzione del campo elettrico. Andamento del potenziale. -xp xn ⎛ N AN D ⎞ ⎟⎟ 2 ⎝ ni ⎠ φi = φ (x ) − φ (− x ) = VT ln⎜⎜ n p Potenziale di barriera W = xn + x p = 2ε q ⎛ 1 1 ⎞ ⎟⎟φi ⎜⎜ + N N D ⎠ ⎝ A Regione di svuotamento Giunzione p-n in polarizzazione inversa Quando una tensione di polarizzazione inversa Va è applicata alla giunzione, si osserva una debole corrente inversa che scorre nel circuito esterno. Tale corrente è dovuta ad elettroni e lacune generati termicamente ed è pertanto indipendente dal valore della tensione applicata (purché inferiore del valore di breakdown). In tale condizione si ha un allargamento della regione di svuotamento ed un incremento della barriera di potenziale I = IS Giunzione p-n in regione di breakdown Quando la tensione di polarizzazione inversa Va eccede un valore di soglia VZK la corrente che scorre nel circuito esterno cresce molto rapidamente in quanto si innesca un meccanismo di breakdown che rende disponibile un numero elevato di portatori. Il meccanismo di breakdown può essere dovuto a due effetti. • Effetto zener – il campo elettrico nella regione di svuotamento è talmente elevato (campo elettrico critico) da rompere i legami covalenti e generare coppie elettrone-lacuna. • Moltiplicazione a valanga – un portatore che attraversa la regione di svuotamento, sotto l’azione del campo elettrico, acquisisce un valore di energia cinetica sufficiente a rompere un legame covalente in seguito ad un urto con il reticolo cristallino. I portatori liberati da questo processo possono a loro volta acquisire energia cinetica sufficiente a liberare altri portatori e così via. Si genera, in tal modo, una valanga di portatori che incrementa notevolmente il valore della corrente inversa. Giunzione p-n in polarizzazione diretta In polarizzazione diretta, si ha una riduzione del potenziale di barriera per cui la corrente di diffusione predomina su quella di drift. Le lacune potranno diffondere dal lato p verso quello n ed essere raccolte al morsetto negativo della batteria, analogamente, gli elettroni potranno diffondere dal lato n verso il lato p ed essere raccolti al morsetto positivo della batteria. Giunzione p-n in polarizzazione diretta V VT pn ( xn ) = pno e ; V VT n p ( − x p ) = n po e ; Legge della giunzione pn ( x ) = pno + ( pn ( xn ) − pno )e − ( x − xn ) Lp n p ( x ) = n po + (n p ( − x p ) − n po )e Lp = D pτ p ; x+ x p Ln Ln = Dnτ n . Giunzione p-n in polarizzazione diretta ⎛ VV ⎞ − ( xL−pxn ) Dp dp =q J p = − qD p pno ⎜ e T − 1⎟e ; ⎜ ⎟ dx Lp ⎝ ⎠ ⎛ VV ⎞ x +Lx p Dn Jn = q n po ⎜ e T − 1⎟e n ; ⎜ ⎟ Ln ⎝ ⎠ V V V ⎛ ⎞ ⎛ ⎞ ⎛ ⎞ ⎛ Dp ⎞ ⎛ ⎞ D D D p VT VT VT 2 n n ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ e − 1 = I S e − 1⎟. + I = Aq⎜ p + n ⎟ e − 1 = Aqni ⎜ ⎜ L no L po ⎟⎜ ⎜ ⎟⎜ ⎟ ⎟ ⎜ ⎟ L N L N n p D n A ⎝ p ⎠⎝ ⎝ ⎠⎝ ⎠ ⎠ ⎝ ⎠ Andamento delle varie componenti di corrente trascurando meccanismi di generazionericombinazione all’interno della regione di svuotamento. Caratteristica di una giunzione p-n Capacità offerte da una giunzione p-n Alle estremità della regione di svuotamento sono presenti due distribuzioni di carica uguali ed opposte. La regione di svuotamento si presenta pertanto come un condensatore la cui capacità è funzione della tensione applicata. E’ possibile mostrare che la capacità offerta dalla regione di svuotamento è assimilabile a quella di un condensatore a facce piane e parallele, CW = εA W in cui A è la sezione del semiconduttore e W è l’ampiezza della regione di svuotamento. Quando la giunzione è polarizzata direttamente, si crea un eccesso di portatori minoritari nelle regioni neutre. La relativa quantità di carica varia con la tensione diretta applicata e fa assumere alla giunzione un comportamento capacitivo. CD = τI VT