Критическая напряженность магнитного поля зависит от температуры. При Т = Тсв она обращается в нуль, но монотон-но возрастает при стремлении температуры к нулю градусов Кельвина.



Рис.1.9. Зависимость магнитной индукции внутри сверхпроводника от напряженности внешнего магнитного по-ля: а- сверхпроводник I рода; б- сверхпроводник II рода
Область промежуточного состояния у сверхпроводников II рода расширяется при понижении температуры, Нсв1 и Нсв2 могут различаться в сотни раз. Для сверхпроводников I рода Нсв1 составляет ~105А/м, а у сверхпроводников II рода Нсв2 мо-жет превышать 107А/м.
При переходе в сверхпроводящее состояние наблюдает-ся скачкообразное изменение удельной теплоемкости. Тепло-проводность при Тсв также изменяется, однако значительно меньше чем электропроводимость. Поэтому соотношение Ви-демана-Франца для проводника в сверхпроводящем состоянии не выполняется.
Согласно теории БКШ максимальное значение Тсв не может быть больше 30-40 К, поэтому возможность создания высокотемпературных сверхпроводников считалась маловеро-ятной. Однако не исключены и иные механизмы сверхпрово-димости, например электронный или экситонный. Как было показано выше, при образовании куперовской пары кристал-лическая решетка, поляризованная электронами, выступает в роли посредника. Можно предположить, что существует дру-гая среда, обеспечивающая сильное межэлектронное притяже-ние.В кристаллах могут происходить процессы, в которых на сравнительно короткое время помимо фононов появляются и другие частицы. Например, в диэлектриках при возбуждении электроны из заполненной (валентной) зоны перебрасываются в зону проводимости и становятся свободными. Однако воз-можно и другое течение процесса, когда возбужденный элек-трон не разрывает связи с дыркой, возникшей в заполненной зоне, а образует с ней единую связанную систему наподобие атома водорода. Такую систему можно рассматривать как еди-ную частицу, называемую экситоном. Обмен экситонами, также как и обмен фононами, может приводить к притяжению между электронами.
Другое направление было предложено академиком В.Л. Гинзбургом: речь идет об осуществлении сверхпроводимости на поверхности кристалла или в тонком металлическом слое с помощью вспомогательных покрытий. При определенных ус-ловиях электроны в таком покрытии могут воздействовать на электроны в поверхностном слое металла, увеличивая их вза-имное притяжение. Такой эффект может привести к значи-тельному повышению Тсв. Наиболее обещающей с этой точки зрения является сложная структура, состоящая из тонкой ме-таллической пленки и прилегающих к ней с обеих сторон слоев диэлектрика.
Американский физик Литтл предложил искать высоко-температурную сверхпроводимость у полимеров особой струк-туры. Схематически модель органического сверхпроводника , предложенная Литтлом представлена на рис. 1.10.

Рис. 1.10. Схематическая модель органического сверх-проводника.
Она состоит из длинной полимерной нити с ответвле-ниями по бокам. Основное в этой модели - существование двух групп электронов: электроны проводимости движутся по про-водящим полимерным нитям, а электроны-посредники распо-лагаются в боковых ответвлениях. Когда электрон проводимо-сти проходит около ответвления, он наводит на короткое время положительный заряд на конце ответвления, примыкающего к главной нити. Другой электрон проводимости притягивается к области положительного заряда и поэтому косвенно притяги-вается первым электроном – картина похожая на образование кулеровских пар.
Сверхпроводящие материалы. Сверхпроводимостью обладают 26 металлов, большинство которых являются сверх-проводниками I рода со значением Тсв ниже 4.2 К. В этом за-ключается одна из причин того, что большинство сверхпрово-дящих металлов не удается применить для радиотехнических целей. Еще 13 элементов проявляют сверхпроводящие свойст-ва при высоких давлениях (кремний, германий, селен, теллур, сурьма и др.). Следует заметить, что сверхпроводимостью не обладают металлы, являющиеся наилучшими проводниками при нормальных условиях (золото, медь, серебро). Малое со-противление этих материалов указывает на слабое взаимодей-ствие электронов с решеткой. Такое слабое взаимодействие не создает вблизи абсолютного нуля достаточного межэлектрон-ного притяжения, способного преодолеть кулоновское оттал-кивание и сформировать куперовские пары. Поэтому и не про-исходит переход в сверхпроводящее состояние.
Температура перехода в сверхпроводящее состояние за-висит не только от химического состава но и от модификации самого кристалла. Например, одна из модификаций висмута может быть несверхпроводящей вилоть до очень низких тем-ператур, в то время как другие модификации обнаруживают сверхпроводимость. Берилий. в свою очередь, является сверх-проводником только в тонкопленочном состоянии.
До недавнего времени перспективным сверхпроводящим материалом считается ниобий. У ниобия наивысшая темпера-тура перехода среди чистых элементов -9,2 К. Однако критиче-ские поля у ниобия все же недостаточны для его широкого применения (Всв1 = 0,16 Тл, Всв2 = 0,24 Тл), поэтому этот ма-териал в чистом виде не всегда применим. Кроме чистых ме-таллов сверхпроводимостью обладают многие интерметалли-ческие сплавы и соединения. В 1961 при изучении сплава ниобия с оловом (Nb3Sn) были обнаружены уникальные сверх-проводящие свойства этого соединения. Проволока Nb3Sn ос-тавалась в сверхпроводящем состоянии в магнитном поле ин-дукцией В = 8,8 Тл даже в том случае, когда по ней одновре-менно пропускали ток плотностью 1 кА/мм2.
На сегодняшний день открыто и изучено более 2000 сверхпроводящих сплавов и интерметаллических соединений. Среди них самыми высокими критическими параметрами об-ладают сплавы и соединения ниобия (табл. 1. 4).Эти вещества переходят в сверхпроводящее состояние при достаточно высо-ких температурах и могут выдерживать достаточно сильные магнитные поля, исчисляемые десятками тесла. Велики также их критические токи. Так, при температуре 4,2 К при индукции внешнего поля 2,5 Тл для Nb-Zr критическая плотность тока составляет 1 кА/мм2; для Nb-Ti-2,5; Nb3Sn-17; V3Ga-5 кА/мм2.
Сверхпроводимость никогда не наблюдается в системах, в которых существует ферро – или антиферромагнетизм.
В полупроводниках и диэлектриках сверхпроводимости препятствует малая концентрация свободных электронов.

Таблица 1.4
Основные свойства сверхпроводящих сплавов.

Материал Тсв, К Всв2, Тл при
Т= 4,2 К
Nb-Zr 9-11 7-9
Nb-Ti 8-10 9-13
Nb3Sn 18 22-25
Nb3Al1-xGex ~20 40
Nb3Ga ~20 34
Nb3Ge 23,2 37
V3Ga 14,5 21
V3Si 17 23
MexMo6Se 10-14 50-60

Однако в материалах с высокой диэлектрической прони-цаемостью силы отталкивания между электронами значитель-но ослаблены, поэтому некоторые из них проявляют свойства сверхпроводников при низких температурах. Примером может служить титанат стронция SrTiO3, относящийся к сегнетоэлек-трикам. Ряд полупроводников удается перевести в сверхпрово-дящее состояние добавлением легирующих примесей (GeTe, SnTe, CuS и др.).
Высокотемпературные сверхпроводники. Одной из главных научно-технических задач физики сверхпроводимости оставалось повышение Тсв, однако прогресс, достигнутый за 75 лет, был очень небольшим (рис. 1.11). В 1974 г. Слейтом были открыты новые сверхпроводящие материалы, названные ла-тинской аббревиатурой ВРВ. Их состав – барий, свинец, вис-мут, кислород: BaPb – xBixO3 (0 ≤ x ≤0,3). При х = 0,25 в этой системе была достигнута Тсв = 13 К- наибольшая среди мате-риалов, не содержащих атомов переходных и редкоземельных элементов. Кроме того, максимальная концентрация электро-нов в этом веществе в сотни раз меньше чем в обычных метал-лах. В конце 1986 г. Д.Беднорц и К.Мюллер нашли удачную замену ВРВ-элементам и впервые преодолели «неоновый барь-ер». Были получены сверхпроводящие керамические оксидные образцы, содержащие лантан, барий, медь, кислород со значе-нием Тсв = 35 К. В 1987 г, на образцах иттриево – бариево – медной керамики состава YBa2Cu3O7 была достигнута темпе-ратура перехода Тсв = 102 К. Иттриевые керамики полностью теряли сопротивление электрическому току при температуре, превышающей температуру жидкого азота, так что азот теперь мог использоваться в качестве хладагента.
Путем экспериментального подбора технологии обра-ботки в течении нескольких месяцев был преодолен и «азот-ный рубеж». Одновременно столь же усилено отодвигался и магнитотоковый барьер. В самые последние годы были обна-ружены неустойчивые фазы керамических материалов, в кото-рых наблюдались переходы при температуре 230 - 250 К и да-же при комнатной температуре, однако образцы с такими пе-реходами нестабильны. Ближайшей задачей является выясне-ние природы таких переходов и выделение сверхпроводящей фазы. Особенность новой керамики – слоистая структура типа перовскита, благоприятствующая образованию пар экситонно-го типа.

Рис. 1.11 Температура сверхпроводящего перехода раз-личных сверхпроводников.
Кроме того, наряду с ионами Cu2+ в керамике присутст-вуют и необычные ионы Cu3+, обмен зарядами между которы-ми обеспечивает сравнительно высокую электропроводность керамики уже при обычных температурах, т.е. в её резистив-ном состоянии. Предполагается, что в зависимости от степени окисления и, значит, от концентрации упорядоченных вакан-сий кислорода в керамике возникают различные кристалличе-ские фазы, лишь часть из которых обладает сверхпроводимо-стью. Этим объясняется размытый, растянутый на несколько градусов переход. Понятно, сколь большие перспективы от-кроются в случае, если фазовым составом керамики удастся управлять, исключив из него ненужные фазы или заменив их компонентами, которые сделают её пластичной. Тем не менее ясно, что это высокотехнологичный материал, который можно получить в виде тонких и толстых пленок.
Криопроводники. Криопроводниками (или гиперпро-водниками) называются материалы, которые при криогенных температурах (но выше Тсв), обладают очень низким значением удельного сопротивления, в сотни и тысячи раз меньшего, чем при нормальной температуре. Важно отметить, что с физиче-ской точки зрения явление криопроводимости отличается от явления сверхпроводимости. Конечное значение удельного со-противления криопроводника при низких температурах огра-ничивает допустимую плотность тока в нем, хотя эта плот-ность может быть намного выше, чем в проводниках при нор-мальной температуре. Криопроводники, у которых удельное сопротивление плавно меняется с изменением температуры, нельзя использовать в устройствах, основанных на триггерном эффекте появления и нарушения сверхпроводимости. Однако применение криопроводников в электрических машинах, элек-тромагнитах, кабелях и т.п. имеет существенные преимущест-ва. Так, если в сверхпроводящих устройствах применяют жид-кий гелий, то для работы криопроводников требуются более дешевые хладагенты - жидкий водород и жидкий азот. Кроме того, в сверхпроводниковом устройстве, например, электро-магните, по обмотке которого проходит сильный ток, накапли-вается большое количество энергии магнитного поля. Если случайно повысится температура или магнитная индукция хотя бы в малом участке сверхпроводящего контура, сверхпроводи-мость будет нарушена, внезапно освободится большое количе-ство энергии, что может вызвать серьезную аварию. В случае криопроводниковой цепи повышение температуры может вы-звать лишь постепенное возрастание сопротивления без эф-фекта «взрыва».
На рис. 1.12 представлена температурная зависимость удельного сопротивления некоторых металлов.

Рис.1.12. Зависимость удельного сопротивления от тем-пературы для некоторых металлов: 1- медь; 2- алюминий; 3- бериллий; 4- натрий (сплошные кривые относятся к особо чис-тым металлам, пунктирные 1/ и 2/ – к технической меди и алю-минию соответственно).
Значительный интерес для использования в качестве криопроводника помимо металлов высокой проводимости-меди и алюминия, представляет бериллий, который имеет наи-меньшее значение удельного сопротивления при азотных тем-пературах. Во всех случаях для получения криопроводников требуются металлы высокой чистоты в отожженном состоя-нии.
Применение сверхпроводников. Сверхпроводящие ма-териалы изготавливаются в виде проволок, лент и пленок са-мого различного назначения. Изготовление таких проводников связано с большими технологическими трудностями. Они обу-словлены плохими механическими свойствами многих сверх-проводников, их низкой теплопроводностью и сложной струк-турой проводов. Особенно большой хрупкостью отличаются интерметаллические соединения и керамики, поэтому вместо простых проволок и лент, приходится создавать композиции из двух (обычно сверхпроводник с медью) и более металлов. Для получения многожильных проводов из хрупких интерметалли-дов применяется сложный бронзовый метод (или метод твер-дофазной диффузии). По этому методу прессованием и воло-чением в несколько стадий создается композиция из тонких нитей ниобия (не более 50 мкн) в матрице из оловянной брон-зы. При нагреве олово диффундирует в ниобий, образуя на его поверхности тонкую (20 - 25 мкм) сверхпроводящую пленку станннида ниобия Nb3Sn. Такой жгут может изгибаться, но пленки остаются целыми.
Одно из главных применений сверхпроводников связан-но с получением сверхсильных магнитных полей. Сверхпрово-дящие соленоиды позволяют получать однородные магнитные поля напряженностью свыше 107А/м, к тому же в этих магнит-ных системах циркулирует незатухающий ток, поэтому не тре-буется внешний источник питания. Сверхпроводящие магниты позволяют в значительной мере уменьшить габариты и потреб-ление энергии в ускорителях элементарных частиц. Перспек-тивно использование сверхпроводящих магнитных систем для удержания плазмы в термоядерных реакторах, в МГД-преобразователях тепловой энергии в электрическую. Приме-нение сверхпроводников позволяет обойтись без магнитопро-водов из электротехнической стали, что позволяет в 5 - 7 раз уменьшить массу и габариты изделий при сохранении мощно-сти. Значительное внимание уделяется разработке сверхмощ-ных трансформаторов (десятки- сотни мегаватт) и сверхпрово-дящих линий электропередач. Разработаны импульсные сверх-проводящие катушки для питания плазменных пушек и систем накачки твердотельных лазеров. В радиотехнике начинают ис-пользовать сверхпроводящие объемные резонаторы, обладаю-щие, благодаря ничтожно малому электрическому сопротивле-нию, очень высокой добротностью.
На основе сверхпроводников были созданы туннельные криотроны - элементы, на которых можно выполнить ячейки ЭВМ с уникальными возможностями. Достоинствами таких ячеек являются высокое быстродействие (время срабатывания криотронного элемента10-10 - 10-11с), сверхмалые потери (энер-гия, выделяемая при каждом переключении 10-17 Дж) и чрезвы-чайная компактность. Используя БИС на основе криотронов со степенью интеграции 105-106, можно создать машину произво-дительностью более 1010 операций в секунду с рассеиваемой мощностью менее 1 ватта. С такими параметрами полупровод-никовые элементы конкурировать не могут. Широкие возмож-ности для сверхпроводников открывает измерительная техни-ка, поскольку сверхпроводящие элементы позволяют регист-рировать очень тонкие физические эффекты, измерять с высо-кой точностью и обрабатывать большое количество информа-ции. Уже созданы высокочувствительные болометры для реги-страции чрезвычайно слабого ИК-излучения с уровнем флук-туационных шумов 10-16 Вт, магнитометры для измерения сла-бых магнитных потоков - СКВИДы, индикаторы сверхмалых напряжений и токов. Сверхпроводящие гальванометры, на-пример, обладают чувствительностью в 100- 1000 раз выше обычных; благодаря чрезвычайно малому внутреннему сопро-тивлению, они способны уловить напряжения порядка 10-11 - 10-12 В. Сверхпроводящие детекторы могут быть использованы для регистрации элементарных частиц, их отличает сверхбыст-родействие : за 1с такой счетчик способен регистрировать 10 млн. частиц.
Области применения сверхпроводников и приборов на их основе постоянно расширяются.
1.6. Припои
Припои представляют собой специальные сплавы, при-меняемые при пайке. Пайку применяют для создания механи-чески прочного (иногда герметичного) шва и получения на-дежного электрического контакта с малым переходным сопро-тивлением. При пайке места соединения и припой нагревают до температуры, превышающей температуру плавления при-поя. Так как припой имеет температуру плавления значительно ниже чем соединяемые металлы, то он плавится, растекаясь по металлу и заполняя зазоры между соединяемыми деталями. При этом припой диффундирует в металл, а металл растворя-ется в припое, в результате чего образуется промежуточная прослойка, которая после застывания соединяет детали в одно целое.
Припои принято делить на две группы – мягкие и твер-дые. К мягким относятся припои с температурой плавления ниже 300 °С, к твердым - выше 300 °С. Кроме температуры плавления припои существенно различаются механической прочностью. Мягкие припои имеют предел прочности при рас-тяжении 16 – 100 МПа, твердые – 100- 500 МПа.
Тип припоя выбирают в зависимости от рода спаивае-мых металлов или сплавов, требуемой механической прочно-сти, коррозионной стойкости, стоимости и (при пайке токове-дущих частей) электрической проводимости припоя.
Название припоя, как правило, определяется металлами, входящими в него в наибольшем количестве. Обозначение ма-рок припоев складывается из букв и цифр, обозначающих ком-поненты припоя и их содержание: буква П – обозначает при-пой, О – олово, С – свинец, К – кадмий, Ср – серебро, В - вис-мут.
При производстве РЭС применяют следующие мягкие оловянисто-свинцовые припои.
ПОС-40 (Тпл = 238 оС) применяют для пайки токопро-водящих деталей, не боящихся перегрева и при неответствен-ной пайке, проводов с монтажными лепестками.
ПОС-61 (Тпл = 190 оС) –это эвтектический сплав олова со свинцом с содержанием олова около 61 %. Он применяется для ответственной пайки радиоэлементов при навесном мон-таже на печатных платах, для пайки тонких проводов и лит-цендратов. Пайка на печатных схемах обычно осуществляется волной припоя.
ПОСК 50-18 (Тпл = 145 оС) содержит 50 % олова, 18 % кадмия, остальное свинец. Этот припой применяют при пайке элементной базы РЭС, чувствительной к перегреву (например интегральные схемы). Припой ПОСК-50 - 18 используется как при навесном, так и поверхностном монтаже. Но этот припой не применяют в том случае, когда пассивная часть (выводы) радиоэлементов (для навесного или поверхностного монтажа) покрыты золотом или серебром. В этом случае кадмий с золо-том или серебром образует интерметаллические соединения, снижающие механическую прочность (шов становится хруп-ким) и увеличивающие сопротивление места пайки, что приво-дит к отказу устройства.
ПОССр-3,5-58 (Тпл = 190 оС) содержит 3,5 % серебра. Этот припой применяют при пайке радиоэлементов, выводы которых покрыты золотом или серебром.
При поверхностном монтаже припой применяют в виде клеющей пасты с наполнителем из соответствующего припоя в виде порошка. Паста наносится через трафарет на основание печатной платы и после установки радиоэлементов происходит пайка инфракрасным или ультрафиолетовым нагревом, в ре-зультате чего происходит расплавление припоя и выгорание органических наполнителей.
Кроме перечисленных припоев есть мягкие припои с температурой плавления ниже 100 оС. Например, сплав Вуда (50 % Вi, 25 % Pb, 12,5 % Sn, 12,5 % Cd) имеет температуру плавления всего 60,5 °С; сплав Розе (50 % Bi , 25 % Pb, 25 % Sn) с Тпл = 94 оС. Эти припои применяют для специаль-ной пайки.
При пайке припоями применяют флюсы, которые не должны вызывать коррозию паяемых металлов. При пайке мягкими припоями используют флюсы марок: ФК (канифоль), ФКСП (раствор канифоли в этиловом спирте), ФКТС (кани-фоль, салициловая кислота, триэталонамин). Флюсы для пайки твердыми припоями обычно содержат хлористый цинк (ZnCl) и глицерин, их марки ФХ, ФЦХ. Для пайки алюминия приме-няют флюсы, содержащие следующие химические соединения: LiCl, KCl, NaCl, NaF, KF.
Стандартными твердыми припоями являются медно-цинковые и серебряные припои. Например, ПМЦ-54 – припой медно – цинковый, Сu 54 %; ПСр-40 – припой серебряный, Ag40 %. В таб. 1.5 и 1.6 представлены свойства и назначение некоторых стандартных припоев.

Таблица 1.5
Свойства некоторых стандартных оловянно-свинцовых припоев


Марка Ткр ,°С
с . 108,
Ом∙м
∆l/l, %
у, МПа

начала конца

ПОС-40
238
183
15,9
52
38

ПОС-61
190
13,9
46
43

ПОСК-50-18
145
142
13,3
40
-



Пайка алюминия и его сплавов производится специально разработанными для этой цели припоями, содержащими Al, Cu, Zn, Sn, Si, Cd в различных сочетаниях.
Кроме припоев, описанных выше, в радиоэлектронной промышленности применяют припои, состав и назначение ко-торых определяется требованием отраслевого стандарта. Это большая группа серебряных, золотых, а также небольшое чис-ло медно-никелевых, медно-германиевых и других припоев.

Таблица 1.6

Свойства и назначение некоторых серебряных и медно-цинковых припоев


Марка Т кристалли-зации, °С
Материалы, подвергаемые пайке
начала конца
ПСр-3
305
300
Медь, ее сплавы, нержа-веющая сталь, углероди-стая сталь
ПСр-40
605
595
ПМЦ-36
950
825 Латунь, содержащая до 68% меди
ПМЦ-54
970
860
Медь, медные сплавы

В некоторых случаях в качестве припоев используют чистые металлы. В частности медь применяется для пайки ни-келя, низкоуглеродистой стали. Олово применяется для пайки и лужения меди и ее сплавов, низкоуглеродистой стали, плати-ны, ковара, кадмий - для пайки и лужения ковара и никеля.
Контактолы представляют собой маловязкие либо пас-тообразные полимерные композиции. В качестве связующего в них используются различные синтетические смолы (эпоксид-ные, фенол-формальдегидные, кремнийорганические и др.), а проводниковым наполнителем являются мелкодисперсные по-рошки металлов (серебра, никеля, палладия, меди) или графи-та. Электрические свойства контактолов определяются в ос-новном свойствами дисперсного наполнителя (проводимостью, формой и размером частиц, концентрацией).
.Основные характеристики некоторых контактолов при-ведены в табл. 1.7.
Таблица 1.7

Основные характеристики контактолов

Марка На-полни-тель с ∙108, Ом .м Адгезия, МПа Траб, оС
К-17
Ag 100-400 20-25 200
К-12 400-800 10-20 125
К-21 200-400 5-10 300
КП-3 Pd 103-2∙103 15-30 155
КН-3 Ni 2∙103-3∙103 30-50 200
КМ-2 Cu 5∙102-103 8-12 155
КТП-1 Ni 2,5∙104-6∙105 – -
52-381 Ni-Ag 104 – 100

Контактолы в виде токопроводящих клеев и покрытий используют для получения контактов между металлами (Ag, Pt, Pd, Au, Cu, Ni, Al), металлами и полупроводниками, метал-лами и конденсаторами, металлами и резисторами, для созда-ния электродов на диэлектриках, экранирования приборов, для токопроводящих дорожек на диэлектрических подложках, в гибких волноводах и других изделиях электронной промыш-ленности.

Вопросы для самопроверки

1. Какие материалы называются проводниковыми? При-ведите классификацию проводниковых материалов.
2. Объясните механизм высокой электропроводности металлов. Приведите аналитическое выражение закона Ома.
3. Как зависит проводимость металлов от температуры? Что такое температурный коэффициент удельного сопротивле-ния?
4. Как влияют примеси на удельное сопротивление ме-таллов? Сформулируйте правило Маттисена.
5. Каким образом механические деформации влияют на удельное сопротивление металлов?
6. Как зависит удельное сопротивление тонких металли-ческих пленок от их толщины и почему?
7. Что называют термо - э.д.с. и контактной разностью потенциалов, в чем причины их возникновения? Что такое «термопара»?
8. Какие металлы называются металлами высокой про-водимости? Приведите примеры.
9. Какие свойства золота обусловливают применение его в радиоэлектронных средствах? Приведите конкретные приме-ры использования его в РЭС.
10. Приведите основные свойства серебра и конкретные примеры его использования в РЭС. Почему серебро не исполь-зуется для создания электрических контактов в микроэлектро-нике?
11. Какие свойства меди обусловливают ее широкое применение в радиоэлектронике и назовите области примене-ния меди? Что такое «водородная болезнь»?
12. Какими преимуществами и недостатками по сравне-нию с медью обладает алюминий? Укажите области примене-ния алюминия в электронной технике.
13. Чем обусловлено широкое применение тантала в производстве конденсаторов?
14. Какие сплавы называются сплавами высокого сопро-тивления? Назовите их и укажите области применения в элек-тронной технике.
15. Какие резистивные материалы применяются для из-готовления резистивных элементов (пленочных и дискрет-ных)?
16. Что такое термобиметаллы и тензометрические спла-вы? Приведите примеры и назовите области их применения.
17. Что такое сверхпроводимость? Какие металлы и в каких условиях переходят в состояние сверхпроводимости? Объясните физическую природу сверхпроводимости.
18. Как влияет магнитное поле на критическую темпера-туру перехода в состояние сверхпроводимости? Чем различа-ются сверхпроводники первого и второго рода?
19. Что такое высокотемпературная сверхпроводимость? Назовите материалы с самой высокой критической температу-рой перехода в сверхпроводящее состояние на сегодняшний день.
20. Какие материалы называют криопроводниками? Приведите примеры и расскажите о применении сверхпровод-ников и криопроводников в современной радиоэлектронике.
21. Какие материалы называют припоями? Укажите их назначение в устройствах РЭС.
22. Приведите состав припоя ПОС–61, его свойства и укажите, почему его применяют при ответственной пайке (на-пример радиоэлементов на печатных платах).
23. Почему припой ПОСК-50-18 не применяют для пай-ки радиоэлементов с позолоченными выводами и какой припой применяют при этом?





2. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ МАТЕРИАЛЫ

Полупроводниковые (ПП) материалы – это вещества, за-метно изменяющие свои электрические свойства под действи-ем влияния различных внешних воздействий: электрического и магнитных полей, освещения, температуры, внешнего давле-ния; удельное электрическое сопротивление ρ занимает про-межуточное положение между проводниками и диэлектриками (ρ = 10-6 – 109 Ом.м) при комнатной температуре. Ширина за-прещенной зоны различных полупроводников находится в пределах 0,5 – 3 эВ. В отличии от металлов ПП материалы ха-рактеризуются отрицательным значением температурного ко-эффициента удельного сопротивления αρ.
Электрофизические параметры ПП материалов сильно за-висят от содержания примесей даже в малых количествах (в промышленных ПП, используемых в приборах, их не должно превышать 10-3 %).
Специфичность свойств полупроводниковых материалов обусловила их широкое применение для изготовления :
1) различных полупроводниковых приборов - диодов, транзисторов, интегральных схем, тиристоров, полупроводни-ковых приборов СВЧ диапазона – туннельных, лавинно-пролетных и диодов Ганна;
2) преобразователей физических величин в электрические - датчиков давления, температуры, химического состава, осве-щенности, радиации, магнитного поля и других;
3) оптоэлектронных устройств - светодиодов, фотодетек-торов, лазеров, солнечных батарей, фильтров и др.

2.1 Электропроводность полупроводников

Как и в металлах, электрический ток в полупроводниках связан с дрейфом носителей заряда. Но, если в металлах нали-чие свободных электронов обусловлено самой природой ме-таллической связи, то появление носителей заряда в полупро-водниках определяется рядом факторов, важнейшими из кото-рых являются химическая чистота материала и температура.
Собственные и примесные полупроводники. В зависи-мости от чистоты полупроводники разделяют на собственные и примесные. Собственными, или полупроводниками типа i, называют полупроводники, в которых можно пренебречь влиянием примесей при данной температуре. Согласно зонной теории твердого тела для полупроводников характерно нали-чие не очень широкой запрещенной зоны (< 3 эВ). В собствен-ном полупроводнике при 0 К валентная зона полностью запол-нена электронами, а зона проводимости абсолютна свободна, т. е. полупроводник подобен идеальному диэлектрику. При тем-пературах, отличных от 0 К, имеется вероятность того, что не-которые электроны за счет тепловых флуктуаций преодолеют потенциальный барьер и окажутся в зоне проводимости. В соб-ственном полупроводнике каждый переход электрона в зону проводимости сопровождается образованием вакансии в ва-лентной зоне. Благодаря вакансиям, электроны валентной зоны также принимают участие в процессе электропроводности за счет эстафетных переходов на более высокие освободившиеся энергетические уровни. Изложенное выше иллюстрирует схе-ма, представленная на рис. 2.1.


Рис. 2.1. Схематическое представление собственной элек-тропроводности кремния
При сообщении кристаллической решетке некоторого до-полнительного количества энергии, например, при нагреве, электрон может покинуть ковалентную связь и превратиться в свободный носитель электрического заряда. В результате в ко-валентной vсвязи vобразуетсяv «вакантное» место, которое может занять один из валентных электронов соседней связи (рис. 2.1.). При этом вакантное место перемещается к другому атому. Перемещение вакантного места внутри кристалличе-ской решетки принято рассматривать как перемещение неко-торого положительного заряда, называемого дыркой. Величина этого заряда равна заряду электрона. Процесс образования свободных электронов и дырок под воздействием тепла назы-вают тепловой генерацией. Одновременно с генерацией в по-лупроводнике идет и обратный процесс- рекомбинация, т. е. исчезновение пар носителей заряда. В равновесном состоянии в собственном полупроводнике при любой температуре уста-навливается равновесная концентрация электронов ni и дырок pi. Поскольку электроны и дырки генерируются попарно, в собственном полупроводнике ni = pi, pi + ni = 2 ni. При комнат-ной температуре в кремнии ni = p i= 1.4∙1013 м-3.
Примесными называются полупроводники, электрофизи-ческие свойства которых в основном определяются примесями. Кристаллическая решетка таких полупроводников содержит атомы с валентностью, отличающейся от валентности основ-ных атомов, причем концентрация примесных атомов превы-шает собственную концентрацию носителей заряда. Если ва-лентность примесных атомов больше валентности основных атомов, например, в кристаллическую решетку кремния введе-ны пятивалентные атомы мышьяка, то пятый валентный элек-трон оказывается незанятым в ковалентной связи и легко от-рывается от атома, становясь свободным (рис.2.2, а).
При этом примесный атом становится положительным ионом. Такой полупроводник называют электронным или по-лупроводником типа n, а примесные атомы называют донора-ми.
Если в кристаллическую решетку кремния введены трех-валентные атомы алюминия, то одна из связей оказывается не-заполненной. При незначительном тепловом воздействии элек-трон одной из соседних связей может перейти в незаполнен-ную связь, а на том месте, откуда пришел электрон, возникает дырка (рис. 2.2,б). При этом примесный атом приобретает от-рицательный заряд. Такой полупроводник называется дыроч-ным или полупроводником типа p, а примесные атомы назы-вают акцепторами.


Рис. 2. 2. Схематическое представление кремния, легиро-ванного мышьяком (полупроводник n-типа) -а) и алюминием (полупроводник p-типа) -б)
Носители заряда, концентрация которых в данном полу-проводнике больше, называют основными, а носители, концен-трация которых меньше - неосновными.Так, в полупроводнике n-типа электроны являются основными носителями, а дырки - неосновными; в полупроводнике p-типа дырки - основными носителями, а электроны - неосновными. C точки зрения зон-ной теории, при тепловой генерации происходит переход элек-тронов из валентной зоны в зону проводимости, а при реком-бинации - их возврат из зоны проводимости в валентную зону. Чем шире запрещенная зона, тем меньше концентрация собст-венных носителей заряда. В полупроводнике n-типа из-за на-личия пятивалентных примесных атомов в пределах запрещен-ной зоны вблизи дна зоны ЭС проводимости появляются при-месные донорные уровни ЭД. При внешнем возбуждении элек-троны с примесных уровней могут легко переходить в свобод-ную зону и участвовать в электропроводности. Энергия, необ-ходимая для таких переходов ΔЭД = ЭС - ЭД, называется энерги-ей ионизации доноров. Эта энергия значительно меньше энер-гии ионизации собственных атомов полупроводника, т. е. меньше ширины запрещенной зоны ΔЭ, и, например, в крем-нии составляет 0,05 эВ.
В полупроводнике р-типа за счет введения трехвалентных примесных атомов в пределах запрещенной зоны ЭВ вблизи от верхнего края («потолка») валентной зоны появляется примес-ный акцепторный уровень ЭА. Благодаря тепловому возбужде-нию электроны из валентной зоны забрасываются на этот сво-бодный примесный уровень. Минимальную энергию, которую необходимо сообщить электрону валентной зоны, чтобы пере-вести его на акцепторный уровень ΔЭА = ЭА - ЭВ, называют энергией активации акцептора.




2.2. Влияние внешних факторов на электропроводность полупроводников

Зависимость проводимости полупроводников от тем-пературы. Как и в металлах под действием внешнего электри-ческого поля носители заряда приобретают некоторую ско-рость направленного движения (скорость дрейфа) и создают электрический ток, плотность которого определяется выраже-нием (1.1.). Отношение средней скорости дрейфа к напряжен-ности электрического поля называют подвижностью носите-лей заряда μ

(2.1)

В полупроводниках следует различать подвижность элек-тронов μn и подвижность дырок μp. С учетом этого выражение (1.1) приобретает вид

J = eE(n0μn + p0μp), (2.2)

где n0 и p0 - равновесные концентрации электронов и дырок в полупроводнике, а удельная проводимость равна, соответст-венно
γ = e(n0μn + p0μp). (2.3)

Таким образом, проводимость полупроводников решаю-щим образом зависит от концентрации и подвижности носите-лей, которые, в свою очередь зависят от температуры.
Анализ выражения (2.3) показывает, что зависимость удельной проводимости от температуры определяется двумя факторами: влиянием температуры на концентрацию носите-лей и на их подвижность. Оценим вклад каждого их этих ком-понентов.
Выражение для концентрации носителей заряда в собст-венном полупроводнике имеет вид

ni = pi = (NC•NB)1/2•exp(-ΔЭ/2kT), (2.4)
где NC – эффективная плотность состояний в зоне проводи-мости, энергия которых приведена ко дну зоны проводимости;
NB – эффективная плотность состояний в валентной зо-не, энергия которых приведена к потолку валентной зоны (ЭВ);
ΔЭ – ширина запрещенной зоны.
Для графического изображения температурных зависимо-стей ni и pi выражение (2.4) удобно представить в виде:

ln ni = ln pi = ln (NC•NB)1/2 – ΔЭ/2kT. (2.5)

Произведение NC•NB является слабой функцией от темпе-ратуры, поэтому зависимость логарифма концентрации носи-телей от обратной температуры близка к линейной, причем на-клон прямой характеризует ширину запрещенной зоны собст-венного полупроводника.
В примесных полупроводниках температурные зависимо-сти равновесных концентраций носителей заряда имеют анало-гичный вид. В полупроводнике n-типа концентрация электро-нов равна

ln n0 = ln (NC•NД) – ΔЭД/2kT , (2.6)

где NД – эффективная плотность состояний на донорных уров-нях;
ΔЭД – энергия ионизации доноров.
В полупроводнике р-типа концентрация дырок

ln p0 = ln (NB•NA)1\2- ΔЭA/2kT, (2.7)

где NA-эффективная плотность состояний на акцепторных уровнях; ΔЭA-энергия ионизации акцепторов.
В полупроводниках подвижность носителей меняется при изменении температуры сравнительно слабо (по степенному закону: μ~T3/2 в области низких температур и μ~T-3/2 при по-вышенных температурах). В то же время, как следует из соот-ношений (2.4)-(2.7), концентрация носителей заряда зависит от температуры очень сильно (по экспоненциальному закону). Таким образом, температурная зависимость удельной прово-димости как собственных, так и примесных полупроводников определяется в основном температурной зависимостью кон-центрации носителей. Поэтому качественный характер зависи-мости γ(Т) аналогичен зависимости n(T) и p(T) (рис. 2.3)


Рис. 2.3. Типичные температурные зависимости удельной проводимости полупроводника при различной концентрации примесей: N1 ΔЭпр2> ΔЭпр3. Чем больше концентрация примесей, тем выше температура их истощения. При достаточно высокой концен-трации примеси (N3) их энергия ионизации обращается в ноль, так как образовавшаяся примесная зона перекрывается зоной проводимости. Такой полупроводник является вырожденным. У вырожденного полупроводника концентрация носителей за-ряда не зависит от температуры, а температурная зависимость удельной проводимости в области примесной электропровод-ности подобна температурному изменению удельной проводи-мости металлов. Поэтому вырожденные полупроводники ино-гда называют полуметаллами.
Влияние деформации на электропроводность полу-проводников. Деформация оказывает воздействие на электро-проводность полупроводников вследствие изменения ширины энергетических зон и смещения примесных уровней, что в свою очередь влияет на концентрацию носителей. Подвиж-ность носителей заряда меняется из-за уменьшения или увели-чения амплитуды колебаний атомов при их смещении. Для ме-таллов основным является изменение подвижности, а для по-лупроводников изменение концентрации носителей заряда. Ширина запрещенной зоны изменяется неоднозначно при смещении атомов, и у разных полупроводников одна и та же деформация вызывает как увеличение, так и уменьшение удельной проводимости.
Величина, характеризующая изменение удельной прово-димости (удельного сопротивления) полупроводников при де-формации, называется тензочувствительностью, которая

dρ = (Δρ/ρ)/(Δl/l), (2.8)

представляет собой отношение относительного изменения удельного сопротивления полупроводника к относительной деформации.
Воздействие электромагнитного излучения на элек-тропроводность полупроводников. Электромагнитная энер-гия, поглощаемая полупроводником, вызывает в нем появле-ние избыточного по сравнению с равновесным (при данной температуре) количества носителей зарядов, приводящего к возрастанию электропроводности. Фотопроводимостью назы-вают увеличение электрической проводимости вещества под действием электромагнитного излучения. Удельная фотопро-водимость Δγ равна разности удельных проводимостей полу-проводника на свету и в темноте

Δγ = γС- γТ = е(Δnμn + Δpμp),

где Δn и Δp – концентрации неравновесных носителей заряда, возникших вследствие оптической генерации.
В фотопроводимости обнаруживается квантовая природа света. Энергия фотона
hν = 1.23/λ, (2.9)
(где h-постоянная Планка; ν и λ – частота и длина волны излу-чения) затрачивается в собственном полупроводнике на обра-зование электронно-дырочных пар за счет переброса электро-нов из валентной зоны в зону проводимости. Существует гра-ничная длина волны, определяемая энергией кванта, достаточ-ной для перехода электрона с самого верхнего уровня валент-ной зоны на самый нижний уровень зоны проводимости, т.е. равная ширине запрещенной зоны. Так как запрещенная зона полупроводников имеет ширину от 0.1 до 3 эВ, то фотопрово-димость может обнаруживаться в инфракрасной, видимой или ультрафиолетовой части электромагнитного спектра.
Квантовым выходом внутреннего фотоэффекта назы-вают количество пар носителей, приходящихся на один по-глощенный квант. В фотоэлектрически активной области кван-товый выход чаще всего равен единице, т.е. каждый фотон создает при возбуждении решетки одну пару носителей заряда.
Фотопроводимость возрастает с увеличением интенсив-ности облучения, так как увеличивается число носителей. С другой стороны возрастает их рекомбинация, но первый про-цесс преобладает над вторым. Закономерности возрастания фотопроводимости с увеличением интенсивности облучения у разных полупроводников различные. На практике в некоторых случаях пользуются зависимостью вида

Δγ = ВФх , (2.10)

где В - постоянная, характеризующая полупроводник; Ф - ин-тенсивность облучения; 0 < x < 1.
С понижением температуры уменьшается темновая про-водимость, служащая фоном, на котором появляется фотопро-водимость, а поэтому роль последней возрастает. Кроме того, с понижением температуры увеличивается и сама фотопроводи-мость, так как с уменьшением концентрации темновых носите-лей заряда снижается вероятность рекомбинации носителей.
Изменение фотопроводимости от времени называется ре-лаксацией фотопроводимости. После прекращения облучения проводимость возвращается к тому значению, которое она имела до облучения. У одних полупроводников это длится микросекунды, у других измеряется минутами и даже часами. Знание инерционности фотопроводимости различных полу-проводников важно при разработке, например, фоторезисто-ров, к быстродействию которых предъявляются высокие тре-бования.
Влияние сильных электрических полей на электро-проводность полупроводников. В сильных электрических полях наблюдается нарушение закона Ома J = γE. Как видно из рис. 2.4, при низких значениях напряженности поля (до неко-торого критического значения EK) закон Ома соблюдается и удельная проводимость не зависит от напряженности поля Е.
При более высоких значениях Е начинается интенсивный рост удельной проводимости по экспоненциальному закону, приводящий к разрушению полупроводника. С ростом темпе-




Рис.2.4. Зависимость удельной проводимости полупро-водника от напряженности электрического поля при различной температуре(T1 < T2)

ратуры кривая удельной проводимости смещается вверх, а на-клон возрастающей части становится меньше для некоторых полупроводников зависимость удельной проводимости от напряженности поля описывается выражением

γЕ = γexp(βЕ1/2), (2.11)

где γ- удельная проводимость при Е < ЕК; β- коэффициент, ха-рактеризующий полупроводник.
Нарушение закона Ома будет иметь место, когда подвиж-ность или (и) концентрация носителей зависит от напряженно-сти электрического поля. Если изменение абсолютного значе-ния скорости свободного носителя заряда за счет внешнего по-ля на длине свободного пробега сравнимо с тепловой скоро-стью, то нельзя считать, что его подвижность не зависит от внешнего поля. При напряженности E > EK в зависимости от доминирующего механизма рассеяния подвижность носителей заряда может как уменьшаться, так и увеличиваться. Кроме то-го, сильное электрическое поле приводит к значительному рос-ту их концентрации. Различают несколько механизмов повы-шения концентрации свободных носителей в полупроводнике под действием внешнего электрического поля – электростати-ческую, термоэлектронную и ударную ионизацию.
При воздействии внешнего электрического поля с напря-женностью Е энергетические зоны полупроводника становятся наклонными. Это происходит потому, что во внешнем поле электрон приобретает дополнительную энергию, равную W = -eEх, зависящую от координаты x. Прибавление этой энергии к энергии электрона в полупроводнике в отсутствие внешнего электрического поля приводит к наклону энергетических зон (рис 2.5).


Рис.2.5. Энергетические зоны полупроводника под воз-действием сильного электрического поля: WC- нижний энерге-тический уровень зоны проводимости («дно» зоны проводимо-сти); WV – верхний энергетический уровень валентной зоны («потолок» валентной зоны)

Как видно из рисунка, в сильном электрическом поле при наклоне зон возможен переход электрона из валентной зоны и с локальных уровней в зону проводимости без изменений энер-гии – путем туннелирования через запрещенную зону (перехо-ды 1 и 2). Этот механизм увеличения концентрации свободных носителей представляют собой электростатическую иониза-цию, и называется эффектом Зенера. Она возможна в электри-ческих полях с напряженностью порядка 108 В/м и приводит к существенному повышению концентрации свободных носите-лей заряда.
Если свободный электрон под действием внешнего элек-трического поля приобретает энергию, достаточную для пере-хода электрона из валентной зоны в зону проводимости, то возможна ударная ионизация. Ионизирующий электрон при этом остается в зоне проводимости. Таким образом, ударная ионизация приводит к увеличению числа свободных носите-лей заряда в полупроводниках.
Следует иметь ввиду, что эффект Зенера может маскиро-ваться лавинным пробоем. Действительно, поскольку в полу-проводниках всегда имеется определенное количество свобод-ных носителей, то до возникновения эффекта Зенера при на-пряженности поля 106 – 108 В/м разовьется лавинный пробой, который настолько увеличит электропроводность, что даль-нейшее повышение напряженности поля будет невозможным.

2.3. Физические эффекты в полупроводниках

Эффект Ганна относится к эффектам сильного поля, обусловленным изменением подвижности носителей заряда. Сущность его заключается в появлении высокочастотных электрических колебаний при воздействии на полупроводник постоянного электрического поля высокой напряженности (порядка 105 В/м). Впервые эффект Ганна наблюдался на об-разцах арсенида галлия GaAs и фосфида индия InP с электро-проводностью n-типа. Для объяснения эффекта Ганна необхо-димо учесть сложное строение зоны проводимости полупро-водников (рис.2.6.). Каждый полупроводник характеризуется зависимостью энергии электронов от волнового вектора k, ко-торый связан с квазиимпульсом Р частиц в твердом теле соот-ношением:

Р = ħk = hk/2π. 2.12)

На энергетической диаграмме арсенида галлия (рис.2.6.), построенной в пространстве квазиимпульсов, можно выделить несколько минимумов зоны проводимости, разделенных по-тенциальным барьером ΔЭ1. В центральном минимуме, соот-ветствующем точке к = 0, электроны обладают существенно большей подвижностью по сравнению с боковыми минимума-ми. При воздействии слабого поля электроны заполняют ниж-ний минимум, поскольку их дрейфовые скорости и квазиим-пульсы малы.


Рис.2.6. Структура энергетических зон арсенида галлия в кристаллографическом направлении[100]

В сильных полях большинство электронов приобретает добавочную энергию, большую чем ΔЭ1 , и переходит в боко-вой минимум, где подвижность электронов много меньше. По-скольку плотность тока пропорциональна подвижности, то на вольтамперной характеристике появляется участок отрица-тельной дифференциальной проводимости γg = dJ/dE (участок АВ на рис.2.7.).

Рис.2.7. Вольтамперная характеристика однородного по-лупроводника

Наличие этого участка и обуславливает генерацию высо-кочастотных электромагнитных колебаний. На основе эффекта Ганна разработаны приборы, генерирующие колебания в диа-пазоне частот до сотен гигагерц. Например, при толщине кри-сталла арсенида галлия около 100 мкм частота колебаний со-ставляет примерно 1 ГГц при пороговом напряжении в не-сколько десятков вольт. При уменьшении толщины до 2 мкм частота достигает 30 ГГц.
Оптические явления в полупроводниках. Свет, прони-кая в полупроводник, вступает во взаимодействие с кристалли-ческой решеткой, связанное с обменом энергией. Вследствие отражения и поглощения света, интенсивность падающего на полупроводник излучения I0 уменьшается до некоторой вели-чины I. В соответствии с законом Бугера - Ламберта:

I = I0(1 - R)exp(-αx), (2.13)

где R- коэффициент отражения; x - расстояние от поверхности полупроводника до данной точки вдоль луча; α – коэффициент поглощения.
Величина α-1 равна толщине слоя вещества, при прохож-дении через который интенсивность света уменьшается в «е» раз. Зависимость α от длины волны излучения или энергии фо-тонов называют спектром поглощения вещества. Поглощение света полупроводником может быть связано с различными процессами: переходом электронов из валентной зоны в зону проводимости, изменением колебательной энергии атомов ре-шетки и др. Каждому из этих процессов соответствует погло-щение в определенной области спектра.
Собственное поглощение света обусловлено переходами электронов из валентной зоны в зону проводимости за счет энергии кванта излучения. В зависимости от ширины запре-щенной зоны оно проявляется в видимой или ближней инфра-красной области спектра. Если электрон, перешедший из одной энергетической зоны в другую, и оставляемая им дырка имеют одинаковые квазиимпульсы, то такой переход называется пря-мым. При таких переходах возбуждение электрона осуществ-ляется лишь при участии фотона. Переходы, в которых наряду с поглощением фотона часть энергии перехода для сохранения импульса восполняется или теряется за счет взаимодействия с кристаллической решеткой, называются непрямыми оптиче-скими переходами.
По краю собственного поглощения можно определить ширину запрещенной зоны полупроводника (в эВ):

ΔЭ = hνпор = hc/λпор = 1.23/λпор, (2.14)

где νпор и λпор (мкм) - пороговые по отношению к межзонным переходам электронов значения частоты и длины волны па-дающего излучения; с - скорость света в вакууме.
У ряда полупроводников за счет поглощения кванта света возможно такое возбуждение электрона валентной зоны, кото-рое не сопровождается его переходом в зону проводимости, а приводит к образованию связанной системы электрон-дырка, перемещающейся в пределах кристалла как единое целое. Та-кую систему называют экситоном (раздел 1.9), а механизм по-глощения - экситонным поглощением света.
В случае, когда электроны зоны проводимости и электро-ны не полностью заполненной валентной зоны за счет воздей-ствия света переходят внутри зоны с одного уровня на другой, происходит поглощение света свободными носителями заряда. Это поглощение пропорционально концентрации свободных носителей заряда, квадрату длины волны излучения и обратно пропорционально подвижности носителей.
При наличии в полупроводнике примеси его оптическое поглощение может быть связано с ионизацией примеси в кри-сталле. Это поглощение называют примесным. При таком ме-ханизме энергия поглощаемых квантов света расходуется либо на переход электронов из валентной зоны на акцепторные уровни, либо на их переход с донорных уровней в зону прово-димости. Так как энергия ионизации примесей обычно намного меньше ширины запрещенной зоны, примесное поглощение смещено от края собственного поглощения в далекую инфра-красную область. Экспериментально оно может наблюдаться лишь при низких температурах, когда большая часть атомов примеси не ионизирована.
Решеточное поглощение происходит в результате взаи-модействия электромагнитного излучения с колеблющимися зарядами узлов кристаллической решетки. Оно проявляется в далекой инфракрасной области спектра и накладывается на примесное поглощение носителями заряда.
Полный спектр поглощения полупроводника схематично представлен на рис.2.8.
Люминесценцией называется электромагнитное не тепло-вое излучение, обладающее длительностью, значительно пре-вышающей период световых колебаний. Это свечение вещест-ва не является тепловым (равновесным) по сравнению с излу-чением нагретых тел. Среди неравновесных излучений, к кото-рым относятся отражение, тормозное излучение, излучение Вавилова-Черенкова и другие, с длительностью порядка 10-15с (они практически безынерционны), люминесценция занимает особое место.


Рис.2.8 Схематическое представление полного спектра поглощения полупроводника: 1- собственное поглощение; 2- экситонное поглощение; 3 – поглощение света носителями за-ряда; 4- примесное поглощение

Для ее наблюдения вещество необходимо вывести из со-стояния равновесия, т.е. возбудить. При обратном переходе в устойчивое состояние освободившаяся энергия при опреде-ленных условиях может быть выделена в виде кванта света. При люминесценции акты возбуждения и излучения света раз-делены во времени, что обусловливает относительно длитель-ное время существования свечения вещества после прекраще-ния возбуждения.
Вещества, способные люминесцировать, называются лю-минофорами.
В зависимости от способа возбуждения различают фото-люминесценцию (возбуждение светом), катодолюминесценцию (возбуждение электронами), электролюминесценцию (действие электрического поля) и др.
Явления люминесценции делятся на спонтанные, мета-стабильные и рекомбинационные. Если излучение происходит в результате перехода примесного центра из возбужденного состояния в основное, то люминесценцию называют спонтан-ной или метастабильной, в зависимости от того спонтанно или под действием внешних факторов происходит излучение. Если излучение полупроводника возникает в результате непосредст-венной рекомбинации электрона с дыркой или рекомбинации через локальный центр, то излучение называют рекомбинаци-онным. Вещества, обнаруживающие рекомбинационную лю-минесценцию, называют кристаллофорами или фосфорами. Практически все фосфоры являются полупроводниками.
Термоэлектрические явления. К важнейшим термо-электрическим явлениям в полупроводниках относятся эффек-ты Зеебека, Пельтье и Томсона.
Эффект Зеебека (термоэлектрический эффект) состоит в том, что в полупроводниках как и в металлах в электрической цепи, состоящей из последовательно соединенных разнород-ных полупроводников или полупроводника и металла возника-ет э.д.с., если температуры контактов различны. Механизм по-явления термо-э.д.с. был рассмотрен в разделе 1.2.
Неравномерный нагрев однородного полупроводника приводит к появлению градиента скорости и энергии носите-лей заряда вдоль кристалла. Кроме того, у горячего конца кон-центрация свободных носителей окажется выше, чем у холод-ного, чего не наблюдается в металлах. Из-за этого возникнет диффузионный поток носителей заряда из нагретой в более хо-лодную область кристалла. Образующееся внутреннее элек-трическое поле препятствует дальнейшему разделению зарядов и способствует установлению равновесия. Установившуюся в состоянии равновесия термо-э.д.с. называют объемной термо-э.д.с.
Эффект, обратный явлению Зеебека, называют эффектом Пельтье (электротермическим эффектом Пельтье). Его сущ-ность заключается в том, что при прохождении тока через кон-такт двух разных полупроводников или полупроводника и ме-талла происходит нагревание или охлаждение контакта в зави-симости от направления тока. Количество тепла, выделяюще-гося или поглощающегося при эффекте Пельтье:

(2.15)

где Qп – теплота Пельтье; J – плотность тока; П - коэффициент Пельтье, зависящий от природы контактов, температуры и на-правления тока.
Эффект Томсона, состоит в том, что при пропускании тока через полупроводник, вдоль которого имеется градиент температуры, в дополнение к теплоте Джоуля в объеме полу-проводника в зависимости от направления тока выделяется или поглощается некоторое количество тепла. Эффект Томсона объясняется возникновением термо–э.д.с. при наличии в об-разце градиента температур. Если направление возникшего по-ля совпадает с направлением внешнего поля, то не вся энергия, поддерживающая ток, обеспечивается внешним источником, часть работы совершается тепловой энергией самого полупро-водника, в результате чего он охлаждается. При смене направ-ления внешнего электрического поля оно будет совершать до-полнительную работу, сопровождающуюся выделением тепла, дополнительного к джоулевой теплоте. Теплота Томсона QT:

QT = τ(T1 - T2)Jt , (2.16)

где τ - коэффициент Томсона; (T1 - T2)- разность температур вдоль полупроводника; J - плотность тока; t - время.
Эффект Холла. Если пластину полупроводника, по кото-рой проходит электрический ток, поместить в магнитное поле, перпендикулярное току, то на боковых гранях пластины в на-правлении, перпендикулярном току и магнитному полю, воз-никнет разность потенциалов. Последняя получила называние Э.Д.С. Холла (рис.2.9). Появление Э.Д.С. Холла обусловлено тем, что на носители заряда, движущиеся со скоростью V в магнитном поле с индукцией В, действует сила Лоренца: от-

FЛ = e•[VB], (2.17)

клоняющая их к одной из боковых граней пластины. Так как угол между V и B равен 900, то

FЛ = eVB (2.18)

Под действием этой силы электроны отклоняются к зад-ней грани пластины, заряжая её отрицательно; на передней грани накапливаются нескомпенсированные положительные заряды. Это приводит к появлению электрического поля на-пряженностью

EX = UX/b , (2.19)

где UX – Э.Д.С. Холла; b – ширина пластины.

Рис.2.9. Схема, иллюстрирующая эффект Холла.

Поле EX действует на электроны с силой F = -EXe, на-правленной против силы Лоренца. При F = FЛ поперечное электрическое поле уравновешивает силу Лоренца, и дальней-шее накопление электрических зарядов прекращается, то есть: