SiC半導(dǎo)體的熱穩(wěn)定性

眾所周知，作為溫度函數(shù)的傳統(tǒng)半導(dǎo)體（Si、Ge 等）的帶隙εg遵循以下定律：

其中T 0 = 300 K，a 》 0 是一個(gè)系數(shù)，其值使得ε g 的變化對于設(shè)備的適當(dāng)工作范圍可以忽略不計(jì)。

在這項(xiàng)研究中，我們將解釋在一定溫度范圍內(nèi)對碳化硅樣品進(jìn)行的本征電導(dǎo)率測量

表明對于這個(gè)范圍（比傳統(tǒng)半導(dǎo)體寬得多），帶隙實(shí)際上是恒定的。這種情況對于器件的熱穩(wěn)定性至關(guān)重要。

實(shí)驗(yàn)室經(jīng)驗(yàn)

在我們的研究中，實(shí)驗(yàn)室經(jīng)驗(yàn)包括測量電導(dǎo)率作為數(shù)量的函數(shù)：

進(jìn)行測量的半導(dǎo)體樣品可以是本征的和外征的（即摻雜的）。在后一種情況下，需要參考本征電導(dǎo)率占主導(dǎo)地位的溫度范圍，因此從現(xiàn)在開始，我們將采用符號σ intr 來表示電導(dǎo)率。

在室溫下，它是

進(jìn)行測量以將溫度升高到最大值

對應(yīng)于大約 300 ? C。因此，變量β 的范圍為

然后，我們在對數(shù)尺度上報(bào)告σ intr 作為β的函數(shù)，獲得線性下降趨勢。所以我們會寫：

式中，α 》 0 為排列實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)的直線原點(diǎn)的縱坐標(biāo)，χ 》 0 為角度系數(shù)的絕對值，如圖 1 所示。

從公式 7 可以得出：

其中A = e α 是具有電導(dǎo)率維度的正常數(shù)，而χ具有能量維度，因?yàn)橹笖?shù)參數(shù)是無量綱的。在這個(gè)指數(shù)中，我們認(rèn)識了同名統(tǒng)計(jì)量的玻爾茲曼因子。

圖 1：電導(dǎo)率測量趨勢。在橫坐標(biāo)上，數(shù)量β = （ k T -1

數(shù)據(jù)圍繞通過插值獲得的直線分布。在室溫下，它是σ intr （ β 0 ） = 2 。02 米/米。

實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)解讀

在任何理論模型中，半導(dǎo)體的電導(dǎo)率σ很容易從 Drude 模型的擴(kuò)展中獲得，眾所周知，該模型調(diào)節(jié)金屬中的電子電導(dǎo)率（然而，沒有考慮量子效應(yīng)）。更準(zhǔn)確地說，在半導(dǎo)體的情況下，得到

其中 e = 1 。602·10 -19 C是電子電荷的絕對值；n、p分別為導(dǎo)帶電子數(shù)密度和價(jià)帶空穴數(shù)密度；μ e 、μ h分別是電子和空穴的遷移率（每單位電場的漂移速度）。對于室溫下的 SiC：

這些量與帶隙寬度成反比；這是一個(gè)物理上顯而易見的結(jié)果［1］。

考慮到電子和空穴的微觀動力學(xué)［2］，我們可以寫：

帶星號的數(shù)量分別是電子和空穴的有效質(zhì)量。我們很快回憶起，這些值測量的是自由粒子在位于 SiC（或任何其他固體、導(dǎo)體/半導(dǎo)體）晶格位置的正離子施加的勢能（周期性）能量后與慣性質(zhì)量的偏差。。簡而言之，質(zhì)量為m的粒子在空間坐標(biāo)中的周期性勢能場中的運(yùn)動等價(jià)于不受力但有效質(zhì)量為m ?的粒子的運(yùn)動。剩余量τ e ， τ h 是特征時(shí)間間隔（弛豫時(shí)間），其倒數(shù)是電子-離子（或空穴-離子）碰撞的平均頻率?，F(xiàn)在我們需要確定電子和空穴的濃度，即數(shù)量n，p。作為費(fèi)米子，我們有單個(gè)粒子的能級是根據(jù)費(fèi)米-狄拉克統(tǒng)計(jì)來填充的：

其中μ （ T ）是費(fèi)米子的化學(xué)勢。準(zhǔn)確地說，當(dāng)ε ≥ ε C和ε ≤ ε V時(shí)，單個(gè)粒子的能級連續(xù)分布1，即ε C和ε V分別是導(dǎo)帶的最小能量和價(jià)帶的最大能量。形式上，我們可以考慮能級的連續(xù)分布：

如圖 2 所示。

圖 2：半導(dǎo)體的價(jià)帶和導(dǎo)帶示意圖，由禁帶隔開

它遵循電子

函數(shù)g C （ ε ）是狀態(tài)的密度，即g C （ ε ） dε是之間的能量狀態(tài)數(shù)

ε和ε + dε是量子典型能級退化的連續(xù)模擬

系統(tǒng)。從［1］：

所以

同樣對于孔

根據(jù)洞的定義：

在統(tǒng)計(jì)描述中（因此是大量粒子的行為），量化水平的分布非常密集，因此可以很好地近似于連續(xù)譜。

和

所以

與金屬不同，其中傳導(dǎo)電子構(gòu)成簡并費(fèi)米?理想氣體?（因此，它表現(xiàn)出與玻爾茲曼統(tǒng)計(jì)量的偏差），半導(dǎo)體中的電子和空穴遠(yuǎn)未簡并。從物理上講，這意味著溫度是這樣的

因此，各個(gè)分布函數(shù)的指數(shù)分母就單位而言是主要的：

因此，方程 16 到 20 中的積分很容易計(jì)算，得到：

這可以看作是一個(gè)未知數(shù)μ （ T ）中的兩個(gè)方程組。對于任何半導(dǎo)體（內(nèi)在或外在），我們都可以擺脫這個(gè)未知數(shù)，只需將兩個(gè)方程相乘并使用指數(shù)，即可獲得：

在哪里

是所討論的半導(dǎo)體的帶隙。請注意，此結(jié)果也適用于摻雜半導(dǎo)體。為了確定化學(xué)勢，讓我們參考n = p的本征半導(dǎo)體。根據(jù)公式 23：

從中

如果m? h = m? e

也就是說，無論熱力學(xué)平衡溫度是多少，化學(xué)勢都落在間隙的中間，如圖 3 所示。

圖 3：對于m? h = m? e，化學(xué)勢落在間隙的中間。

再次考慮內(nèi)在機(jī)制，它必須是n = p，因此等式 24 變?yōu)?/p>

在等式 9 中替換返回：

取兩邊的對數(shù)：

存在

我們考慮了流動性對溫度的依賴性。在比較等式 31 和等式 7 之前，讓我們研究（32）對β → 0 +的行為。我們有：

因?yàn)樵跓o限溫度的限制下，我們期望無限的流動性。相反，在等式 7 中，我們在這里重寫

常數(shù) 0 《 α 《 +∞ 是分布實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)的直線原點(diǎn)的縱坐標(biāo)。后者沿著指定的β min上升，低于該值的 ln σ intr 遠(yuǎn)離線性趨勢，在 β → 0 + 即 T → +∞ 的極限內(nèi)正向發(fā)散。但這只是理論上的趨勢，因?yàn)閷τ赥 ? T 0我們預(yù)計(jì)半導(dǎo)體會被破壞。

將有效質(zhì)量近似為電子質(zhì)量（ m ? ? m ? ? m e ）：