5.1.3 Die Leitfähigkeit der intrinsischen Halbleiter

Die spezifische Leitfähigkeit des Leitungsbandes

Elektronen im Leitungsband haben jede Menge freie Plätze in der (Energie)-Nachbarschaft, sie können also auf Kräfte durch Änderung ihres Wellenvektors (= Zustand) reagieren.
Die damit verbunden spezifische Leitfähigkeit sL im Leitungsband ist durch unsere immer gültige Formel gegeben:
sL  =  e · m · nL
Mit e = Elementarladung, m = Beweglichkeit, nL = Konzentration der Elektronen im Leitungsband.
Wir verzichten auf das Vorzeichen bei der Ladung, da die Leitfähigkeit immer positiv ist (Das Vorzeichen sagt nur aus, ob die Teilchenstromrichtung und elektrotechnische Stromrichtung identisch sind oder nicht).
Wir kennen nL für intrinsische Halbleiter. Wie steht es aus mit der Beweglichkeit m? Falls wir auch dafür Werte herleiten können, haben wir die Schlüsselfrage der Halbleitertechnik beantwortet.
Wir hatten uns bereits überlegt, welche physikalischen Prozesse die Beweglichkeit bestimmen, und kamen zu dem Schluß, daß es im wesentlichen die mittlere freie Weglänge zwischen Stößen ist.
Die wesentlichen Stoß"partner" waren Phononen und Defekte. Defekte gibt es im perfekten intrinsischen Halbleiter nicht, und Stöße mit Phononen können (und wollen) wir hier nicht behandeln.
Wir werden hier also keine Herleitung der Beweglichkeit leisten können und trösten uns damit, daß wir zumindest wissen, daß sie nicht sehr temperaturabhängig ist.
Woher wissen wir das? Durch kurzes Nachdenken! Denn was immer auch Phononen genau sind, sie enthalten die thermische Energie des Kristalls.
Die steigt aber bestenfalls linear mit der Temperatur - die Wärmekapazität eines Kristall haben wir, wenn auch etwas indirekt, behandelt.
Also wird die Zahl der Phononen allenfalls mit irgendeiner niedrigen Potenz der Temperatur ansteigen vielleicht mit T, mit T 3/2 oder auch T 2.
Wie auch immer - der Clou an der Sache ist, daß wir die Temperaturabhängigkeit der Beweglichkeit kaum merken werden, verglichen mit der exponentiellen Zunahme der Ladungsträgerdichte mit der Temperatur!
Die Beweglichkeit ist damit an dieser Stelle einfach nicht so spannend.
Das heißt aber nicht, daß die Beweglichkeit grundsätzlich uninteressant wäre. Für Halbleiterbauelemente, die auch noch bei höchsten Frequenzen arbeiten sollen, ist sie ein extrem spannender Materialparameter - Si verliert hier beispielsweise das Rennen gegen GaAs.
Falls wir jetzt aber unterstellen, daß wir einen experimentellen Zahlenwert für die Beweglichkeit haben, und dann die Leitfähigkeit des Leitungsbandes ausrechnen, würden wir (in einem Idealexperiment) eine interessante Beobachtung machen:
Die gemessene Leitfähigkeit ist ziemlich genau doppelt so groß wie die für das Leitungsband berechnete Leitfähigkeit!
Aha! Alles klar? Wir müssen natürlich jetzt auch die Leitfähigkeit im Valenzband betrachten!
 
Löcher und die spezifische Leitfähigkeit des Valenzbandes
   
Ein voll besetztes Valenzband hat die Leitfähigkeit Null. So viel ist sicher.
Das Valenzband ist aber nicht mehr voll besetzt, falls Elektronen im Leitungsband sitzen. Für jedes Elektron im Leitungsband fehlt eines im Valenzband; wir haben die freien Plätze bereits früher Löcher genannt.
Das bedeutet jetzt aber, daß für jedes Elektron im Leitungsband jetzt auch genau ein Elektron im Valenzband seinen Zustand ändern kann, indem es in ein benachbartes Loch "springt".
Das ist formal sehr ähnlich zum Leerstellendiffusionsmechanismus, nur daß die Löcher jetzt nicht nur Löcher im Ortsraum sind (wie die Leerstellen), sondern auch (und das ist wichtiger) im k-Raum bzw. Zustandsraum.
Wir schauen uns diese "Löcher" in einem extra Modul etwas genauer an, hier nehmen wir einfach zur Kenntnis, daß es auch im Valenzband genau nL Ladungsträger gibt, die auf äußere Kräfte reagieren können.
Ob wir diese Ladungsträger "negativ geladene Elektronen, die in ein Loch hüpfen können" nennen, oder "positiv geladenen Löcher" ist Geschmackssache.
Da Geschmäcker verschieden sind, gibt es auch Leute die dazu Defektelektronen sagen.
Ob wir dann sagen, daß sich unter dem Einfluß eines elektrischen Feldes eine ganze Kaskade, ein ganzes irgendwie korreliertes Ensemble von (negativ geladenen) Elektronen via Löcher zum Pluspol bewegt, oder die individuellen positiv geladenen Löcher zum Minuspol, ist ebenfalls Geschmackssache.
Weiterhin gibt es keinen Grund, warum die Elektronen im Valenzband ganz andere Beweglichkeiten haben sollten als die im Leitungsband - alle Elektronen stoßen sich schließlich mit denselben Phononen oder Defekten. Die Lochfetischisten schließen daraus, daß die Beweglichkeit der Löcher (und damit auch ihre Masse) dieselbe ist wie die der Elektronen.
In vornehmen Kreisen ist unbestritten, daß guter Geschmack die unauffällige Eleganz präferiert, das anscheinend Einfache. Das sind hier ganz klar die Löcher, wir werden also ab sofort folgende Aussage verinnerlichen und anwenden:
Die freien Plätze im Valenzband heißen Löcher.
Löcher benehmen sich im Kristall für alle praktischen Zwecke wie

positiv geladene Elektronen.
Damit ist klar: Die Leitfähigkeit des Valenzbandes sV ist in intrinsischen Halbleitern ungefähr gleich groß wie sL, die Leitfähigkeit im Leitungsband. Die gesamte Leitfähigkeit s des intrinsischen Halbleiterkristalls wird damit
s  =  sL + sV   =  e · mL · nL + e · mV · nV   »   2sL
Darstellung der Stromleitung im Banddiagramm
   
Im Banddiagramm läßt sich die Stromleitung, d.h. der Transport elektrischer Ladungen von hier nach da, sehr gut und einleuchtend darstellen.
Um elektrische Ströme zu erhalten, brauchen wir ein elektrisches Feld E, bzw eine Spannung U, bzw. eine Potentialdifferenz DV zwischen hier und da. Falls wir "da" erden, ist DV = V.
Wir ersparen uns hier den üblichen Krampf mit den limitierten Buchstaben und benutzen den Buchstaben E auch für das elektrische Feld - aber dann in Magenta!
Bleiben wir eindimensional wie auch sonst, haben wir nun ein Stück Halbleiter mit verschiedenem elektrischem Potential bei x = 0 und x = L.
Im Banddiagramm betrachten wir die Energie der Elektronen im Kristall. Was bedeutet es, wenn jetzt ein elektrisches Potential V(x) vorliegt?
Ganz einfach: Wir müssen zu der aus den Bindungen im Kristall kommenden Energie E, die wir bisher ausschließlich betrachtet haben, noch die elektrostatische Energie – e · V(x) addieren, und erhalten jetzt eine ortsabhängige Energie E(x).
Denn das elektrische Potential mal der betrachteten Ladung gibt ja gerade die potentielle Energie dieser Ladung in dem zu V gehörenden elektrischem Feld an.
Den Zusammenhang zwischen Ladungen r(x,y,z), elektrischem Potential V(x,y,z) und elektrischem Feld E(x,y,z) gibt dabei immer die Poisson Gleichung
DV =   2V
x2
  +  2V
y2
 +  2V
z2
 =  Ñ · E =   –   r 
ee0
Aber das müssen wir hier gar nicht so genau wissen. Wir betrachten einfach ein Stück Halbleiter, an dessem einen Ende (x = 0) das elektrische Potential den Wert V(0) = – V0 hat, während das andere Ende (x = L) geerdet ist, d.h. V(L) = 0. Die Maßeinheit ist natürlich Volt.
Damit ergibt sich ein Banddiagramm, das wir erst mal zur Kenntnis nehmen, und dann diskutieren.
Stromfluß im Banddiagramm
Das Bild zeigt eine Fülle von Einzelheiten, die wir jetzt im Detail diskutieren:
Im oberen Teil ist perspektivisch das Material gezeigt - mit den elektrischen Kontakten und dem Stromkreis. Man sollte niemals ein Banddiagramm und eine Darstellung im Ortsraum verwechseln - auch wenn auf einer hohen Abstraktionsebene beides nur noch ein Rechteck ist.
Eingezeichnet ist ebenfalls, wie sich negativ und positiv geladene Teilchen bewegen werden. Wichtig dabei ist, daß trotz unterschiedlicher Teilchenstromrichtung, beide Ladungen dieselbe elektrische Stromrichtung ergeben.
Weiterhin ist klar, daß bei konstanter Leitfähigkeit der Spannungsabfall im Material linear erfolgt. Dies bedeutet, daß das lokale elektrische Potential V(x) linear von V0 auf  0  abnimmt.
Damit kann man das Banddiagramm zeichnen:
Links sind Valenz- und Leitungsband um – e · V0 angehoben; rechts ist alles beim alten. Dazwischen nimmt die Energieanhebung linear ab - wie gezeichnet.
Nach wie vor betrachten wir die Energie von Elektronen in den beiden Bändern - man erhält sie immer durch Addition der "Kristallenergie" und des lokal vorliegenden elektrostatischen Potentials.
Wir haben damit eine fundamentale Sache eingeführt, die sogenannte Bandverbiegung. So nennen wir es, wenn Leitungs- und Valenzband nicht exakt horizontal verlaufen.
Gleichzeitig erkennen wir eine fundamental Regel: Bandverbiegungen sind immer mit elektrischen Feldern im Material gekoppelt.
Denn ein elektrisches Feld ist schlicht der Gradient des elektrischen Potentials, und ohne Gradient im Potential gibt es keine Bandverbiegung.
Rein graphisch wird schon anschaulich was nun geschieht: Die Elektronen im Leitungsband werden sich zur tiefsten Energie begeben - sie laufen in einem Energiediagramm immer bergab. Da sie beweglich sind, wird das auch geschehen.
Die Elektronen im Valenzband werden sich auch zur tiefsten Energie begeben. Da aber nur ein kleiner Teil beweglich ist - die mit einem Loch als Nachbar - laufen die Löcher entgegengesetzt, immer den Energieberg hinauf. Das ist eingezeichnet.
Falls viele Elektronen "unten" wären, gäbe es unten einen Überschuß an negativer Ladung, oder, im Umkehrschluß, es gäbe oben einen Überschuß an positiver Ladung. Zeichnen wir nicht den Fluß der negativen Ladung nach unten ein, müssen wir den Löchern jetzt eine positive (Elementar)ladung nach oben mitgeben. Das ist eingezeichnet.
Wir sehen also auch im Banddiagramm, daß jetzt Ladungen fließen. Wir sehen es sogar viel anschaulicher als im Ortsraum. Wo aber liegt nun die Fermienergie? Sie ist nicht eingezeichnet !?
Das hat einen einfachen, aber sehr wichtigen Grund: Es gibt im strengen Sinn keine Fermienergie mehr - denn wir haben nicht mehr Gleichgewicht Mit Stromfluß haben wir Ungleichgewicht.
Denn Stromfluß bedeutet immer Ungleichgewicht oder Nicht-Gleichgewicht. Es gibt zeitliche Änderungen von Systemparametern: Der Halbleiter wird warm, in der Batterie ändert sich die chemische Zusammensetzung, usw.
Die Fermienergie war aber nur für Gleichgewicht definiert; sie existiert nicht für Nicht-Gleichgewicht.
Ein letzter Punkt: Das Banddiagramm zeigt nicht, was mit den Elektronen und Löcheren geschieht, wenn sie bei ihrer Berg- und Talfahrt an das Ende des Kristall gelangen.
Wir wissen aber, was geschehen muß: Die Spannungsquelle ist eine Ladungspumpe, sie befördert die Elektronen die bei x = L ankommen, durch den äußeren Stromkreis wieder zurück nach x = 0.
Löcher allerdings, kann die Spannungsquelle nicht durch einen Metalldraht pumpen. Sie wird deshalb bei x = 0 Elektronen ins Valenzband geben, die mit den Löcher rekombinieren, und bei x = L diese Elektronen herausnehmen, d.h. Löcher injizieren. Das mag hier noch ein bißchen seltsam erscheinen, wir werden diese Prozesse aber bald besser verstehen.
Die Zeichnung zeigt die Ströme im Halbleiter und im Draht; die Pfeile geben dabei die Bewegungsrichtung der Teilchen an, nicht die techische Stromrichtung. Für Löcher sind beide Richtungen identisch, für Elektronen sind sie umgegekehrt.
Ströme in den Kontakten
Wir haben jetzt einen ersten Eindruck bekommen, wie man mit Banddiagrammen arbeiten kann. Wer testen möchte, wieweit er das verstanden hat versucht mal, sich die folgende Frage zu beantworten, bevor die Lösung angeklickt wird:
Was passiert im Banddiagramm, wenn wir wie oben eine Spannung anlegen, aber die Kontaktelektroden mit einer "unendlich dünnen" isolierenden Schicht überziehen?
Das bedeutet, wir haben zwar den Potentialunterschied zwischen x = 0 und x = L, aber Stromfluß kann dank der Isolierschicht nicht stattfinden.
Die Antwort auf diese Frage findet sich in einem eigenen Modul, den man unbedingt konsultieren sollte
Fragebogen / Questionaire
Multiple Choice Fragen zu 5.1.3

Mit Frame Zurueck Weiter als PDF

© H. Föll (MaWi 2 Skript)