Полупроводниковые приборы. Лебедев А.И. Физика полупроводниковых приборов. Вольтамперная характеристика транзистора

Все твердые тела в соответствии с их электрофизическими свойствами можно разделить на металлы, полупроводники и диэлектрики. Удельное сопротивление (р) различных твердых тел изменяется в весьма широких пределах: для металлов р < 10 -4 Ом см, для полупроводников р - 10~ 4 -Ю 10 Ом*см, для диэлектриков р > 10 ю Ом см. Эти различия в значениях р обусловлены особенностями энергетической структуры для различных типов кристаллических твердых тел. Структуры энергетических состояний полупроводников и диэлектриков (рис. 1.1) принципиально не отличаются друг от друга, все отличия обусловлены только разницей в ширине запрещенной зоны (АЕ э): в полупроводниках обычно АЕ 3 ^ 3 эВ, а в диэлектриках АЕ 3 > 3 эВ.

Наибольшее применение в электронных приборах нашли полупроводниковые материалы, которые подразделяют на собственные (чистые, беспримесные) и примесные. Как в собственных, так и в примесных полупроводниках (энергетические

Рис. 1.1

диаграммы последних приведены на рис. 1.2) существуют два типа свободных носителей заряда - электроны и дырки. Свободными носителями заряда называются такие носители, кинетическая энергия которых больше их потенциальной энергии связи с атомами. Концентрация свободных носителей определяется двумя противоположными процессами - их генерацией и рекомбинацией. Генерация носителей заряда, т. е. образование свободных электронов и дырок, осуществляется при воздействии на полупроводник тепловой энергией, светом, ионизирующим облучением, пучками заряженных частиц и другими энергетическими факторами. В условиях термодинамического равновесия (при температурах Т > О К) всегда присутствует тепловая генерация носителей, интенсивность которой увеличивается с ростом температуры. В собственном полупроводнике в процессе генерации образуются электронно-дырочные пары.

На энергетической диаграмме собственного полупроводника (см. рис. 1.1) этот процесс иллюстрируется стрелкой 1, которая показывает переход электрона из валентной зоны, верхняя граница которой соответствует энергии Е в у в зону проводимости (Е п - ее нижняя граница). В валентной зоне при переходе электрона в зону проводимости остается дырка. (Обозначим концентрацию электронов и дырок пир соответственно.) Таким образом, в состоянии равновесия в собственном полупроводнике п = р = п 17 т. е.

где п 1 - равновесная концентрация свободных носителей заряда в собственном полупроводнике при данной температуре.

В состоянии равновесия процессы генерации электронно-дырочных пар в собственном полупроводнике уравновешены об-

Рис. 1.2

ратными процессами рекомбинации. Равновесные концентрации электронов и дырок для собственного полупроводника с шириной запрещенной зоны &Е. Л могут быть вычислены согласно следующему выражению :

где N п = 2(2к в т п кТ/к 2) 3/2 , ЛГ В = 2(2к т р кТ /К 2) 312 - эффективные плотности энергетических состояний в зоне проводимости и в валентной зоне соответственно; ш п и т р - эффективные массы электронов и дырок; к = 1,38 10 23 Дж/К - постоянная Больцмана; к ~ 6,6 10~ 34 Дж с - постоянная Планка; Т - температура в градусах Кельвина (К).

В выражении (1.2) экспоненциальный множитель обусловливает резкое увеличение концентрации свободных носителей заряда при возрастании температуры Т или уменьшении ширины запрещенной зоны ДЕ 3 . Влияние ширины запрещенной зоны на концентрацию носителей в собственных полупроводниках можно проиллюстрировать на примерю кремния (81) и арсенида галлия (СаАв), наиболее широко используемых в полупроводниковой технике: при Т = 300 К АЕ 3 = 1,12 эВ для Б1 и АЕ 3 = 1,42 эВ для СаАв, а концентрация собственных носителей соответственно - 1,4 Ю 10 и 1,8*10 6 см“ 3 . Этот пример показывает, что отличие ширины запрещенной зоны всего лишь в 1,27 раза приводит к изменению концентрации носителей на четыре порядка.

Примесные полупроводники могут быть донорными, акцепторными и компенсированными. В донорных полупроводниках, или в полупроводниках п-типа (они содержат пятивалентную донорную примесь, например, фосфор или мышьяк для кремния), преобладает электронная проводимость. Это значит, что концентрация свободных электронов п п0 у которые в данном случае называются основными носителями, в равновесном состоянии при не слишком высоких температурах Т (таких, что £!Г <&. Е 3) на много порядков превышает концентрацию собственных носителей л 1 и дырок р л0 , которые в данном случае являются неосновными носителями .

При не слишком высоких температурах подавляющее число электронов в полупроводнике л-типа возникает из-за тепловой ионизации донорных атомов; в результате донорные атомы превращаются в положительно заряженные ионы, а электроны, оторванные от них, становятся свободными носителями заряда.

На рис. 1.2, а этот процесс иллюстрируется стрелкой и соответствует переходу электрона с донорного уровня Е л в зону проводимости. Уровень Е д образуется атомами донорной примеси в запрещенной зоне. Разность энергий АЕ л = Е и - Е д равна энергии ионизации доноров. Из-за малости энергии ионизации (сотые доли электрон-вольта и менее) при комнатной температуре (Г = 300 К; кТ = 0,026 эВ) практически все атомы доноров ионизованы и концентрация основных носителей (электронов в данном случае) равна концентрации доноров п п0 ~ ДО Д, а концентрация неосновных носителей (дырок) определяется законом действующих масс п п0 р п0 = п, и равна

В состоянии равновесия в примесных полупроводниках, так же, как и в собственных, протекают одновременно процессы генерации и рекомбинации свободных носителей. В результате устанавливаются равновесные концентрации электронов и дырок. Используя выражения (1.2) и (1.3), концентрацию неосновных носителей (дырок) в донорном полупроводнике в состоянии равновесия можно определить по следующей формуле:

При введении в полупроводник акцепторной примеси с концентрацией /У а п 1 = р 4 в нем будет преобладать дырочная проводимость. Такой полупроводник называют дырочным или полупроводником р-типа. Дырки в этом случае возникают за счет ионизации акцепторных атомов, т. е. в результате присоединения к ним электронов, возникающих при разрыве связей в атомах собственного полупроводника.

На энергетической диаграмме (см. рис. 1.2, б) описанный процесс соответствует переходу электрона из валентной зоны на акцепторный уровень Е а, расположенный в запрещенной зоне вблизи потолка Е в валентной зоны. В результате в валентной зоне образуются свободные уровни, а акцепторный атом превращается в отрицательный ион. Аналогично донорному полупроводнику в акцепторном из-за малости энергии ионизации при комнатной температуре практически все акцепторные атомы ионизованы и концентрация основных носителей р /Я) (в данном случае дырок) равна концентрации акцепторов 7У а, т. е. р р о"N a . Равновесную

концентрацию неосновных носителей - электронов Прц - определим из, аналогичного формуле (1.3) соотношения

С учетом (1.2) оно приводит к выражению, "симметричному* формуле (1.4):

В полупроводниковых приборах концентрация доноров ЛГ Д и акцепторов изменяется в широких пределах от 10 13 до 10 21 см -3 . При большой концентрации примесных атомов из-за сильного взаимодействия между ними примесные уровни (Е л или Е а) расщепляются на подуровни, в результате чего образуется примесная зона, которая при концентрациях 7У а, 7У Д более 10 20 см~ 3 перекрывается с зоной проводимости для донорных полупроводников и с валентной зоной для акцепторных полупроводников. При перекрытии примесных уровней с зоной проводимости или с валентной зоной энергия ионизации примеси уменьшается до нуля и возникает частично заполненная зона. Как и в металлах, в этом случае в полупроводниках проводимость существует и при Т = О К. Такие полупроводники называются вырожденными.

В реальных условиях в полупроводниках обычно имеются как донорные, так и акцепторные примеси. Если N д > ./У а, получается полупроводник л-типа, а при ЛГ а > # д - полупроводник р-типа. При этом в первом случае важна эффективная концентрация доноров N д - ЛГ а, а во втором случае - эффективная концентрация акцепторов ЛГ а - А^ д. При ЛГ а = ЛГ Д полупроводник называется компенсированным. В нем концентрация свободных носителей такая же, как и в собственном полупроводнике.

Атомы некоторых примесей могут образовывать энергетические уровни в запрещенной зоне на значительном удалении от Е п и Е п; такие атомы называются ловушками. Энергетические уровни, соответствующие донорным ловушкам, расположены выше середины запрещенной зоны, а акцепторные - ниже. Донорная ловушка нейтральна, если соответствующий ей энергетический уровень заполнен (занят электроном), и превращается в положительный ион, если уровень свободен. Акцепторные ловушки нейтральны при свободном уровне и заряжены отрицательно (отрицательные ионы) при его заполнении.

Температурная зависимость концентрации свободных носителей заряда. Концентрация носителей в примесных полупроводниках, так же, как и в собственных, существенно зависит от температуры. Рассмотрим температурную зависимость концентрации электронов в кремнии на примере полупроводника я-типа (рис. 1.3). На ней можно выделить три области. При низких температурах (область 1) с ростом температуры концентрация свободных электронов (я ~ п п) увеличивается, так как возрастает число ионизированных доноров. Зависимость концентрации электронов от 1 /Т определяется экспоненциальной функцией вида exp [-AE A /(2kT)]> поэтому в полулогарифмическом масштабе она изображается прямой линией, тангенс угла наклона а которой пропорционален энергии ионизации доноров ДЕ д, В области 2 почти все доноры ионизованы, а концентрация собственных электронов n i незначительна, поэтому с ростом температуры полное число свободных электронов изменяется несущественно, и их концентрацию можно считать равной концентрации доноров: я ~ п п0 ~ N.. В области высоких температур (область 3) происходит интенсивная ионизация собственных атомов полупроводника, так что концентрация собственных носителей становится больше концентрации основных примесных носителей,

Рис. 1.3

т. е. п 1 > п п0 ~ ^У д. В рассматриваемой области концентрация носителей определяется зависимостью п ~ п 1 ~ ехр(-Д£ 3 /(2/гт которая в полулогарифмическом масштабе изображается прямой линией с углом наклона р, причем tg р пропорционален ширине запрещенной зоны &Е у

Увеличение концентрации примесей приводит не только к увеличению концентрации основных носителей, но и к пропорциональному уменьшению концентрации неосновных, в соответствии с выражениями (1.3) и (1.5), что связано с увеличением вероятности их рекомбинации, пропорциональной произведению отмеченных концентраций.

Большинство полупроводниковых приборов нормально работает в температурном интервале, соответствующем области 2 на рис. 1.3. Максимальная температура в этой области Т макс приближенно определяется из условия гг, = N д (для полупроводника л-типа). Она пропорциональна ширине запрещенной зоны и увеличивается с возрастанием концентрации примесей (см. рис. 1.3, кривые а, б).

Концентрация неосновных носителей в области 2, в отличие от концентрации основных носителей, сильно увеличивается с ростом температуры согласно выражениям (1.4) и (1.6) соответственно для электронного полупроводника (где дырки - неосновные носители) и для дырочного (неосновные носители - электроны). Параметры приборов, которые зависят от концентрации неосновных носителей, также будут изменяться с температурой даже в области полной ионизации примесей (область 2 на рис. 1.3), и максимальная рабочая температура таких приборов может быть заметно ниже температуры, определяемой условиями п 1 = АГ Д или п 1 = (Д ля электронного или дырочного полупроводников).

Уровень Ферми. Свободные носители в твердом теле заполняют энергетические состояния с существенно различной вероятностью. Согласно квантовой статистике вероятность заполнения электроном энергетического уровня с энергией Е определяется функцией Ферми-Дирака Г(Е)> которая вычисляется согласно следующей формуле:

где Е ф - энергия, соответствующая уровню Ферми. В любой равновесной системе, какой бы разнородной она ни была, уровень Ферми одинаков для всех ее частей. Как показывают вычисления, в собственном полупроводнике при т п в т р уровень Ферми лежит посередине запрещенной зоны Е ф = Е ф = 0,5(Е п 4- Е п). В невырожденном полупроводнике л-типа (Л^ п " п л.) уровень Ферми Е ф расположен ближе к зоне проводимости, а в невырожденном полупроводнике р-типа уровень Ферми Е ф расположен ближе к валентной зоне. При комнатной температуре (Г® 300 К) он лежит, как правило, ниже уровня доноров и выше уровня акцепторов для полупроводников п- и р-типа соответственно. Если в примесных полупроводниках уровень Ферми лежит в запрещенной зоне на расстоянии не менее (2 З)/^^ от соответствующей ее

границы, то концентрации электронов и дырок будут равны :

С ростом температуры в примесном полупроводнике (при т п " 25 ™ р) уровень Ферми приближается к середине запрещенной зоны, так как при этом начинает преобладать собственная проводимость над примесной. Зависимость положения уровня Ферми от температуры для кремния с различной концентрацией донорной и акцепторной примеси показана на рис. 1.4, где Е = Е ф - Е и.

Рис. 1.4

Если я = А^ п или р = А^ в (вырожденный полупроводник), т. е. концентрация носителей соизмерима с концентрацией разрешенных состояний, то, в силу принципа Паули, электроны не могут произвольно занимать энергетические уровни. Уровень Ферми в этом случае лежит либо в запрещенной зоне на расстоянии менее (2...3) от ее границ, либо в зоне проводимости для я-полупроводника или в валентной зоне для р-полупроводника. Для сильно вырожденных полупроводников положение уровня Ферми, так же, как и концентрация основных носителей, не зависят от температуры.

2. Полупроводники. Полупроводниковые приборы

2.1. Общие сведения

Полупроводниками называют вещества, удельная проводимость которых имеет промежуточное значение между удельными проводимостями металлов и диэлектриков. Полупроводники одновременно являются плохими проводниками и плохими диэлектриками. Граница между полупроводниками и диэлектриками условна, так как диэлектрики при высоких температурах могут вести себя как полупроводники, а чистые полупроводники при низких температурах ведут себя как диэлектрики. В металлах концентрация электронов практически не зависит от температуры, а в полупроводниках носители заряда возникают лишь при повышении температуры или при поглощении энергии от другого источника.

Типичными полупроводниками являются углерод (C), германий (Ge) и кремний (Si). Германий – это хрупкий серовато-белый элемент, открытый в 1886 году. Источником порошкообразной двуокиси германия, из которой получают твердый чистый германий, являются золы некоторых сортов угля.

Кремний был открыт в 1823 году. Он широко распространен в земной коре в виде кремнезема (двуокиси кремния), силикатов и алюмосиликатов. Двуокисью кремния богаты песок, кварц, агат и кремень. Из двуокиси кремния химическим путем получают чистый кремний. Кремний является наиболее широко используемым полупроводниковым материалом.

Рассмотрим подробнее образование электронов проводимости в полупроводниках на примере кремния. Атом кремния имеет порядковый номер Z=14 в периодической системе Д. И. Менделеева. Поэтому в состав его атома входят 14 электронов. Однако только 4 из них находятся на незаполненной внешней оболочке и являются слабо связанными. Эти электроны называются валентными и обуславливают четыре валентности кремния. Атомы кремния способны объединять свои валентные электроны с другими атомами кремния с помощью так называемой ковалентной связи (рис. 2.1). При ковалентной связи валентные электроны совместно используются различными атомами, что приводит к образованию кристалла.

При повышении температуры кристалла тепловые колебания решетки приводят к разрыву некоторых валентных связей. В результате этого часть электронов, ранее участвовавших в образовании валентных связей, отщепляется и становится электронами проводимости. При наличии электрического поля они перемещаются против поля и образуют электрический ток.

Однако, при освобождении электрона в кристаллической решетке образуется незаполненная межатомная связь. Такие «пустые» места с отсутствующими электронами связи получили название «дырок». Возникновение дырок в кристалле полупроводника создает дополнительную возможность для переноса заряда. Действительно, дырка может быть заполнена электроном, перешедшим под действием тепловых колебаний от соседнего атома. В результате на этом месте будет восстановлена нормальная связь, но зато в другом месте появится дырка. В эту новую дырку в свою очередь может перейти какой-либо из других электронов связи и т.д. Последовательное заполнение свободной связи электронами эквивалентно движению дырки в направлении, противоположном движению электронов. Таким образом, если при наличии электрического поля электроны перемещаются против поля, то дырки будут двигаться в направлении поля, т.е. так, как двигались бы положительные заряды. Следовательно, в полупроводнике имеются два типа носителей тока – электроны и дырки, а общая проводимость полупроводника является суммой электронной проводимости (n-типа, от слова negative) и дырочной проводимости (p-типа, от слова positive).

Наряду с переходами электронов из связанного состояния в свободное существуют обратные переходы, при которых электрон проводимости улавливается на одно из вакантных мест электронов связи. Этот процесс называют рекомбинацией электрона и дырки. В состоянии равновесия устанавливается такая концентрация электронов (и равная ей концентрация дырок), при которой число прямых и обратных переходов в единицу времени одинаково.

Рассмотренный процесс проводимости в чистых полупроводниках называется собственной проводимостью. Собственная проводимость быстро возрастает с повышением температуры, и в этом существенное отличие полупроводников от металлов, у которых с повышением температуры проводимость уменьшается. Все полупроводниковые материалы имеют отрицательный температурный коэффициент сопротивления.

Чистые полупроводники являются объектом, главным образом, теоретического интереса. Основные исследования полупроводников связаны с влиянием добавления примесей в чистые материалы. Без этих примесей не было бы большинства полупроводниковых приборов.

Чистые полупроводниковые материалы, такие как германий и кремний, содержат при комнатной температуре небольшое количество электронно-дырочных пар и поэтому могут проводить очень маленький ток. Для увеличения проводимости чистых материалов используется легирование.

Легирование – это добавление примесей в полупроводниковые материалы. Используются два типа примесей. Примеси первого типа – пятивалентные – состоят их атомов с пятью валентными электронами, например, мышьяк и сурьма. Примеси второго типа – трехвалентные – состоят из атомов с тремя валентными электронами, например, индий и галлий.

Когда чистый полупроводниковый материал легируется пятивалентным материалом, таким как мышьяк (As), то некоторые атомы полупроводника замещаются атомами мышьяка (рис. 2.2). Атом мышьяка вводит четыре своих валентных электрона в ковалентные связи с соседними атомами. Его пятый электрон слабо связан с ядром и легко может стать свободным. Атом мышьяка называется донорским, поскольку он отдает свой лишний электрон. В легированном полупроводниковом материале находится достаточное количество донорских атомов, а следовательно и свободных электронов, для поддержания тока.

При комнатной температуре количество дополнительных свободных электронов превышает количество электронно-дырочных пар. Это означает, что в материале больше электронов, чем дырок. Поэтому электроны называют основными носителями. Дырки называют неосновными носителями. Поскольку основные носители имеют отрицательный заряд, такой материал называется полупроводником n-типа.

Когда полупроводниковый материал легирован трехвалентными атомами, например атомами индия (In), то эти атомы разместят свои три валентных электрона среди трех соседних атомов (рис. 2.3). Это создаст в ковалентной связи дырку.

Наличие дополнительных дырок позволит электронам легко дрейфовать от одной ковалентной связи к другой. Так как дырки легко принимают электроны, атомы, которые вносят в полупроводник дополнительные дырки называются акцепторными.

При обычных условиях количество дырок в таком материале значительно превышает количество электронов. Следовательно, дырки являются основными носителями, а электроны – неосновными. Поскольку основные носители имеют положительный заряд, материал называется полупроводником p-типа.

Полупроводниковые материалы n- и p-типов имеют значительно более высокую проводимость, чем чистые полупроводники. Эта проводимость может быть увеличена или уменьшена путем изменения количества примесей. Чем сильнее полупроводниковый материал легирован, тем меньше его электрическое сопротивление.

Контакт двух полупроводников с различными типами проводимости называется p-n переходом и обладает очень важным свойством – его сопротивление зависит от направления тока. Отметим, что такой контакт нельзя получить, прижимая друг к другу два полупроводника. p-n переход создается в одной пластине полупроводника путем образования в ней областей с различными типами проводимости. Методы получения p-n переходов описаны ниже.

Итак, в куске монокристаллического полупроводника на границе между двумя слоями с различного рода проводимостями образуется p-n переход. На ней имеет место значительный перепад концентраций носителей зарядов. Концентрация электронов в n-области во много раз больше их концентрации в p-области. Вследствие этого электроны диффундируют в область их низкой концентрации (в p-область). Здесь они рекомбинируют с дырками и таким путем создают пространственный отрицательный заряд ионизированных атомов акцептора, не скомпенсированный положительным зарядом дырок.

Одновременно происходит диффузия дырок в n-область. Здесь создается не скомпенсированный зарядом электронов пространственный положительный заряд ионов донора. Таким образом, на границе создается двойной слой пространственного заряда (рис. 2.4), обедненный основными носителями тока. В этом слое возникает контактное электрическое поле Eк, препятствующее дальнейшему переходу электронов и дырок из одной области в другую.

Контактное поле поддерживает состояние равновесия на определенном уровне. Но и в этом случае под действием тепла небольшая часть электронов и дырок будет продолжать проходить через потенциальный барьер, обусловленный пространственными зарядами, создавая ток диффузии. Однако одновременно с этим под действием контактного поля неосновные носители заряда p- и n-областей (электроны и дырки) создают небольшой ток проводимости. В состоянии равновесия эти токи взаимно компенсируются.

Если к p-n переходу подключить внешний источник тока, то напряжение указанной на рис. 2.5 обратной полярности приведет к появлению внешнего поля E, совпадающего по направлению с контактным полем Eк. В результате ширина двойного слоя увеличится, и тока за счет основных носителей практически не будет. В цепи возможен лишь незначительный ток за счет неосновных носителей (обратный ток Iобр).

При включении напряжения прямой полярности направление внешнего поля противоположно направлению контактного поля (рис. 2.6). Ширина двойного слоя уменьшится, и в цепи возникнет большой прямой ток Iпр. Таким образом, p-n переход обладает ярко выраженной односторонней проводимостью. Это выражает его вольтамперная характеристика (рис. 2.7).

Когда к p-n переходу приложено прямое напряжение, то ток быстро возрастает с ростом напряжения. Когда же к p-n переходу приложено обратное напряжение, ток очень мал, быстро достигает насыщения и не изменяется до некоторого предельного значения обратного напряжения Uобр, после чего резко возрастает. Это так называемое напряжение пробоя, при котором наступает пробой p-n перехода и он разрушается. Следует отметить, что на рисунке 2.7 масштаб обратного тока в тысячу раз меньше масштаба прямого тока.

Рассмотрены базовые полупроводниковые приборы современной микроэлектроники и физические процессы, обеспечивающие их работу. Анализируются статические, частотные и импульсные характеристики приборов, рассматриваются методы схемотехнического моделирования приборов и приводятся их эквивалентные схемы. Рассмотрены предельные параметры современных приборов микроэлектроники. Для каждого прибора делается краткий обзор современных методов их структурной реализации в интегральных схемах. Для студентов обучающихся по направлению 210100 «Электроника и микроэлектроника» (210100.62-бакалавр, 210100.68 - магистр) и по инженерным специальностям 210104.65 «Микроэлектроника и твердотельная электроника», 210108.65 «Микросистемная техника», 010803.65 «Микроэлектроника и полупроводниковые приборы», 210601.65 «Нанотехнологии в электронике». Материал книги может быть полезен также научным работникам, инженерам и аспирантам, стремящимся получить необходимые профессиональные знания

Шаг 1. Выбирайте книги в каталоге и нажимаете кнопку «Купить»;

Шаг 2. Переходите в раздел «Корзина»;

Шаг 3. Укажите необходимое количество, заполните данные в блоках Получатель и Доставка;

Шаг 4. Нажимаете кнопку «Перейти к оплате».

На данный момент приобрести печатные книги, электронные доступы или книги в подарок библиотеке на сайте ЭБС возможно только по стопроцентной предварительной оплате. После оплаты Вам будет предоставлен доступ к полному тексту учебника в рамках Электронной библиотеки или мы начинаем готовить для Вас заказ в типографии.

Внимание! Просим не менять способ оплаты по заказам. Если Вы уже выбрали какой-либо способ оплаты и не удалось совершить платеж, необходимо переоформить заказ заново и оплатить его другим удобным способом.

Оплатить заказ можно одним из предложенных способов:

Безналичный способ:
- Банковская карта: необходимо заполнить все поля формы. Некоторые банки просят подтвердить оплату – для этого на Ваш номер телефона придет смс-код.
- Онлайн-банкинг: банки, сотрудничающие с платежным сервисом, предложат свою форму для заполнения. Просим корректно ввести данные во все поля.
  Например, для " class="text-primary">Сбербанк Онлайн требуются номер мобильного телефона и электронная почта. Для " class="text-primary">Альфа-банка потребуются логин в сервисе Альфа-Клик и электронная почта.
- Электронный кошелек: если у Вас есть Яндекс-кошелек или Qiwi Wallet, Вы можете оплатить заказ через них. Для этого выберите соответствующий способ оплаты и заполните предложенные поля, затем система перенаправит Вас на страницу для подтверждения выставленного счета.

Все книги и пособия вы можете скачать абсолютно бесплатно и без регистрации.

NEW. Киреев П.С. Физика полупроводников. 2-е изд. 1975 год. 586 стр. PDF. 34.3 Мб.
В книге рассматриваются элементы электронной теории проводимости и проводимости полупроводников; зонная теория на основе теории возмущения; статистика электронов и дырок; кинетические явления в полупроводниках; теория рассеяния, контактные и неравновесные явления на основе уравнения непрерывности; теории оптических и фотоэлектрических явлений в полупроводниках.
Первое издание «Физики полупроводников», выпущенное в 1969 г., быстро разошлось. Широкое использование книги в учебном процессе и специалистами в практической работе показало целесообразность второго издания пособия. Поскольку за годы, прошедшие после выхода в свет первого издания, кардинальных изме-нений наших представлений о физических явлениях в полупроводниках не произошло, материал не подвергался существенной переработке. Основные изменения связаны с добавлениями, в которых либо раскрываются большие возможности математических соотношений для анализа физических явлений, либо освещается физическое содержание полученных выводов. Заметно увеличено число примеров экспериментальных зависимостей. Добавлены два новых параграфа, в которых рассматриваются эффект Фарадея и спин-орбитальное расщепление уровней и зон энергии.

Скачать

Аут И., Генцов Д., Герман К. Фотоэлектрические явления. 1980 год. 210 стр. djvu. 3.0 Мб.
В книге кратко и вместе с тем достаточно ясно излагаются основы теории фотоэлектрических явлений в полупроводниках. Описаны также свойства важнейших полупроводниковых материалов и фотоэлектрические полупроводниковые элементы схем.
Рассчитана на научных работников, инженеров и студентов, интересующихся физикой полупроводников и вопросами их практического применения.

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .Скачать

Ансельм. Введение в теорию полупроводников. 615 стр. djvu. Размер 7.6 Мб.
Основное внимание в книге уделено вопросам колебаний кристаллической решетки, законам движения электрона в идеальном и возмущенном периодических полях, кинетическому уравнению и явлениям переноса (прохождению тока). Для чтения книги требуется знакомство с математикой, квантовой механикой и статистической физикой в объеме программ физического факультета университета или физико-математического факультета политехнического института.
При этом не обязательно детальное знакомство с этими курсами, но предполагается, что читатель способен разобраться в соответствующих параграфах учебных книг, если на них делается ссылка. Особенностью книги является то, что в ней на основе этих простейших ведений все формулы выводятся и, как я надеюсь, достаточно подробно для того, чтобы сделать ее доступной указанному выше кругу лиц.

Скачать

Б.М. Аскеров, Электронные явления переноса в полупроводниках. 1985 год. 320 стр. PDF. 6.1 Мб.
Посвящена систематическому п подробному изложению линейной теории стационарных электронных явлений переноса в полупроводниках. Излагаются как классическая, так и квантовая теории гальвано- и термомагнитных эффектов. Рассмотрены различные реальные модели зон: произвольная изотропная и анизотропная непараболическая зоны, а также зона типа дырочного германия. Учтено увлечение носителей тока фононами в произвольном неквантующем магнитном поле. Большое место занимает теория рассеяния носителей. Отдельная глава посвящена размерным эффектам в пленках.
Для научных работников, инженеров и аспирантов, занимающихся исследованием полупроводников, а также студентов старших курсов физических и инженерно-физических специальностей.