Materiale utilizate in sisteme I. T

pentru goluri rezultând similar:

µ § 4.38

unde constantele de proporþionalitate ìn ºi ìp reprezintã mobilitatea electronilor de conducþie ºi respectiv a golurilor. Comparând relaþiile (4.37) ºi (4.38) cu relaþiile (4.15), rezultã relaþia dintre conductivitate ºi mobilitate

µ § 4.39
In cazul în, care materialul semiconductor conþine o concentraþie neuni­formã n(r), p(r), rezultatã prin injecþia spaþialã de purtãtori, apare un fenomen de difuzie a purtãtorilor, densitãþile de curent corespunzãtoare avînd expresiile

µ § 4.40

unde Dn ºi Dp sunt coeficienþii de difuzie a purtãtorilor. Pentru îndeplinirea funcþiei de conducþie electricã comandatã în tensiune, materialele semiconduc­toare trebuie sã îndeplineascã urmãtoarele condiþii:

sã permitã obþinerea unei conductivitãþi electrice uºor controlabilã

ºi reproductibilã tehnologic;

sã permitã obþinerea unor conductivitãþi volumetrice de valori cuprinse

într-un domeniu larg;

conductivitatea electricã sã varieze cât mai puþin cu temperatura;

valoarea conductivitãþii electrice sã depindã cât mai puþin de frecvenþa câmpului electric,

permitivitatea realã sã fie micã.

Cele mai utilizate materiale semiconductoare de acest tip sunt Si, GaAs ºi Ge (parametrii principali în tabelul 4.6). Pentru realizarea de pelicule semiconductoare subþiri se utilizeazã în special Si de tip n cu ñs = 10 ÷ 60 Ù/  sau de tip p cu ñs = 2 ÷ 500 Ù/  ºi respectiv SnO2 de tip n (impurificat cu Sb) sau de tip p (impurificat cu In) cu ñs = 10 ÷ 103 Ù/ .

Pentru obþinerea puritãþilor necesare materialelor semiconductoare (1011 ÷ 1022 cm-3 concentraþie de impuritãþi) se utilizeazã metode fizice de purificare care se bazeazã pe faptul cã la solidificarea lentã a unui semiconductor aflat în faza lichidã se produce o redistribuire a impuritãþilor existente în material între cele douã faze. Eficienþa metodelor este determinatã de coeficientul de repartiþie Kr, definit prin raportul dintre concentraþia Ns a impuritãþilor în faza solidã ºi concentraþia Nl a impuritãþilor în faza lichidã. Pentru Kr > 1 rezultã o concentrare a impuritãþilor în faza solidã, iar pentru Kr < 1, impuritãþile se concentreazã în faza lichidã; pentru Kr = 1 metoda este neeficientã, Tabelul 4.7 prezintã coeficienþii Kr ai unor impuritãþi în Si. In practicã se utilizeazã urmãtoarele variante ale metodei de purificare fizicã:

¡ª metoda solidificãrii directe, prin care materialul de purificat aflat

iniþial în stare lichidã se solidificã treptat prin deplasarea unei singure inter-­
feþe solid-lichid;

¡ª metoda topirii zonare simple, care constã în topirea unei zone a lingoului de material semiconductor ºi deplasarea lentã a acestei zone de-a lungul lingoului, creîndu-se astfel un front de topire ºi unul de solidificate care conduc la redistribuirea impuritãþilor;

¡ª metoda topirii zonare multiple, care constã în realizarea mai multor
zone topite distanþate între ele ºi separate prin fazã solidã.

Figura 4.8 prezintã schema unei instalaþii de purificare zonarã fãrã creuzet a Si. Zona topitã este menþinutã între cele douã pãrþi solide ale barei datoritã tensiunii superficiale a Si topit ºi se deplaseazã cu viteze de ordinul 10-2¡ª ¡ª 10-3 cm/s. Dupã 4 ¡ª 5 cicluri de topire zonarã rezistivitatea Si ajunge la 200¡ª300 Ù cm, impuritãþile neeliminate fiind B, As, P, care au Kr = 1; dacã purificarea are loc în vid, As ºi P se eliminã prin evaporare din zona topitã. Materialul semiconductor sub formã de monocristal se poate obþine pe cale sinteticã prin diferite metode de creºtere a cãror clasificare poate fi fãcutã în funcþie de starea de agregare a materialelor utilizate ºi de natura fizico-chimicã a procesului de creºtere. Metodele de creºtere din zona gazoasã se bazeazã pe fenomenele de sublimare-condensare, reacþie chimicã în faza gazoasa sau de transport chimic. Pentru obþinerea cristalelor de dimensiuni mari, procesul de creºtere are loc în sisteme închise care micºoreazã pericolul impurificãrii cristalului, în timp ce pentru creºterea cristalelor de dimensiuni mici se preferã sistemele deschise, unde transportul substanþei utile se face în fluxul unui gaz rar sau care reacþioneazã chimic cu substanþa. In cazul metodelor de creºtere din topiturã, fenomenele care determinã creºterea cris­talului sunt urmãtoarele:

gradientul de temperaturã datorat rãcirii forþate a cristalului (Czoch-
ralski, Kiropoulos);

gradientul de temperaturã care apare între topiturã ºi cristal datoritã,

pierderii cãldurii de cãtre cristal;

gradientul de temperaturã în lungul creºterii realizat din exterior prin

construcþia specialã a cuptorului (Bridgman, Stockbarger);

gradientul de temperaturã realizat în partea superioarã a cristalului

care creºte pe verticalã (Verneuille);

topirea zonarã.

Metodele de creºtere din soluþie realizatã din materialul de bazã ºi un sol­vent convenabil ales se bazeazã pe difuzia moleculelor substanþei din soluþie cãtre cristal datoritã subrãcirii cristalului ºi pe gradientul de concentraþie a moleculelor substanþei de bazã.

Metoda Czochrahky este utilizatã pentru obþinerea monocristalelor de Si ºi Ge de dimensiuni mari la o vitezã de creºtere ridicatã, avînd o compoziþie omogenã ºi foarte apropiatã de cea a topiturii. Utîlizând o instalaþie de tipul celei prezentate în fig. 4.9, procesul este iniþiat cu ajutorul unui germene mono-cristalin care se coboarã în topiturã, care îl înmoaie ºi începe sã cristalizeze pe germene; prin tragerea treptatã pe verticalã a germenului (cu viteze de ordinul 1¡ª2 mm/min) se obþine lingoul monocristalin.

Topirea zonarã reprezintã o metodã eficientã de monocristalizare (pro­cesul avînd loc concomitent cu purificarea) dacã la unul din capetele barei policristaline se fixeazã un germene monocristalin.

Metoda epitaxialã de creºtere a unui strat monocristalin pe un suport orientat, utilizatã mai ales pentru Si ºi GaAs, constã în transportul atomilor dintr-o fazã solidã, lichidã sau gazoasã la suprafaþa unui suport monocristalin (cu rol de germene) ºi în ocuparea unor poziþii ordonate în urma difuziei la suprafaþã, astfel încât stratul monocristalin care creºte sã continue structura cristalinã a substratului; prin aceastã metodã pot fi crescute stra-turi cu compoziþie chimicã diferitã faþã de cea a substratului, cu condiþia ca cele douã cristale sã aibã o structurã de reþea identicã sau cel puþin asemãnã­toare, constantele de reþea corespunzãtoare sã nu difere cu mai mult de 1% (tabelul 4.8), iar coeficienþii de dilatare termicã sã aibã valori apropiate. Pentru satisfacerea celei de a doua condiþii este necesar sã se poatã- introduce

în semiconductor o anumitã cantitate de impuritãþi donoare sau acceptoare, deoarece conform relaþiei (4.39) conductivitatea depinde puternic de concen­traþia de impuritãþi atât prin mobilitãþi (fig. 4.10), cât ºi prin concentraþia pur­tãtorilor mobili do sarcinã. Impurificarea controlatã se realizeazã de obicei concomitent

cu operaþia de monocristalizare, introducînd în contact cu semiconductorul aflat în stare de topiturã, soluþie sau vapori o cantitate corespunzãtoare de impuritãþi. In acest context, solubilitatea maximã a impuritãþilor active în semiconductorul de bazã este un parametru important. Pentru ca ó sã depindã cât mai puþin de temperaturã este necesar ca mobilitatea ºi concen­traþia de purtãtori sã varieze cât mai puþin la variaþiile temperaturii; conform modelului de conducþie electricã (formulele 4.16 ºi 4.39)

µ § 4.41
unde à este funcþia gama, a ºi b constantele caracteristice timpului de relaxare. Tabelul 4.9 sintetizeazã variaþia cu temperatura a coeficientului de mobilitate ºi difuzie pentru diferite tipuri de interacþie a purtãtorilor, dedusã pe baza formulelor (4.17) - (4.21).

Concentraþia purtãtorilor depinde exponenþial de temperaturã impunînd ó(T); în domeniul de epuizare a impuritãþilor, concentraþia este practic constantã ºi dependenþa ó(T) este impusã de ì, fiind în general o variaþie lentã (de tip polinominal). Pentru ca ó sã fie puþin influenþatã de frecvenþã, este necesar ca viteza de drift a purtãtorilor sã fie foarte

mare faþã de viteza de variaþie a câmpului electric de comandã; aceastã cerinþã este satisfãcutã dacã valoarea mobilitãþii purtãtorilor principali este foarte mare.

4.4. FUNCÞIA DE CONVERSIE OPTO-ELECTRICÃ

Materialele cu funcþie de conversie opto-electricã îºi bazeazã funcþionarea pe fenomenul de injecþie opticã a purtãtorilor mobili de sarcinã care determinã creºterea conductivitãþii unui material semiconductor; sub acþiunea radiaþiei electromagnetice incidente sunt generaþi purtãtori în volumul materialului, astfel încât în prezenþa unui câmp electric apare o densitate de curent deter­minatã de concentraþiile în exces de purtãtori ºi de mobilitãþile acestora. Prin radiaþie opticã (în sens larg) se înþelege radiaþia electromagneticã a cãrei lungime de undã se aflã în domeniul 100 ìm ÷ 0,1 ìm, conþinînd radiaþiile infraroºie, vizibilã ºi ultravioletã. Radiaþia electromagneticã incidentã la suprafaþa unui material semiconductor este parþial reflectatã, iar restul pãtrunde în material unde este parþial absorbitã ºi parþial transmisã prin materialul semiconductor. Interacþia cu materialul semiconductor a radiaþiei electromag­netice absorbite poate determina ionizarea atomilor reþelei ºi crearea de purtã­tori de sarcinã liberi, fenomen ce poartã numele de efect foioelectric. In cazul în care energia furnizatã de fotoni electronilor de valenþã este mai mare decât energia de legãturã în materialul semiconductor, aceºtia sunt extraºi din mate­rial ºi emiºi în mediul exterior ( efect fotoelectric extern). Dacã energia captatã de electroni de la fotoni este mai micã dccât lucrul mecanic de extracþie, dar suficientã pentru a crea purtãtori liberi în materialul semiconductor prin ruperea unor legaturi din reþeaua cristalinã, fenomenul se numeºte efect foto­electric intern, putîndu-se produce prin mai multe mecanisme.

Absorbþia proprie reprezintã interacþia elasticã între un foton ºi un elec­tron de valenþã în urma cãruia electronul trece în BC prin mecanismul intrin­sec; se creeazã astfel perechi de goluri ºi electroni de conducþie. Absorbþia proprie poate avea loc numai dacã energia fotonilor Wr depãºeºte pe cea a benzii interzise a semiconductorului

µ § 4.42

unde ù este pulsaþia radiaþiei optice.

Condiþia (4.42) conduce la o lungime de undã limitã ëi

µ § 4.43

Pentru energii ale radiaþiei mai mici decât acest prag energetic inferior Ä Wi (respectiv lungimi de undã ale radiaþiei mai mari decât ëi), absorbþia directã nu mai poate avea loc, semiconductorul fiind practic transparent pentru aceastã radiaþie (fig. 4.13); tabelul 4.10 prezintã principalele materiale semi­conductoare în care conversia opto-electricã are loc prin absorbþia proprie, fiind indicate valorile caracteristice Ä Wi ºi ëi.

Absorbþia datoratã impuritãþilor reprezintã interacþia elasticã a fotonilor cu atomii de impuritate din semiconductor prin care este posibilã ionizarea acestora pe baza energiei primite de la fotoni; în arest mod iau naºtere purtãtori mobili de sarcinã de un singur tip (goluri sau electroni de conducþie dupã cum sunt ionizaþi atomii acceptori sau donori, conform fig. 4.14). ªi în acest caz se defineºte un prag inferior de declanºare a absorbþiei, definit de energia de activare a impuritãþilor ÄWe, (Ä Wd sau A Ä Wa, în funcþie de

mecanismul extrinsec de generare a purtãtorilor), respectiv o lungime de undã limitã ëe

µ § 4.44

4.5. FUNCÞIA DE DETECÞIE A RADIAÞIILOR NUCLEARE

Materialele semiconductoare cu funcþie de detecþie a radiaþiilor nucleare îºi bazeazã funcþionarea pe dependenþa curentului electric de intensitatea radiaþiei nucleare incidente. Interacþia radiaþiei nucleare cu un material semiconductor determinã acumularea energiei de radiaþie în material pe baza cãreia se produc purtãtori mobili de sarcinã; colectarea acestor purtãtori în câmp electric furnizeazã informaþii asupra radiaþiei incidente. Prin radiaþie nuclearã se înþeleg particule nucleare grele (de masã mult mai mare decât masa electronicã) cu sau fãrã sarcinã electricã (protoni, deuteroni, tritoni,particule á, mezoni, fragmente de fisiune, neutroni), electroni (radiaþie â) ºi cuante de mare energie (radiaþie electromagneticã ã ºi X). Particulele nucleara încãrcate electric genereazã direct perechi gol-electron de conducþie, spre deosebire de neutroni ºi radiaþia ã care produc într-o primã etapã particule încãrcate electric care ulterior genereazã perechi de purtãtori. Pentru caracterizarea interacþiei particulei cu materialul semiconductor, se utilizeazã o mãrime diferenþialã denumitã putere de stopare, Ps (definitã de pierderea de energie a particulei pe unitatea de lungime a traiectoriei) ºi o mãrime integralã denumitã parcurs, lo (definitã de lungimea traiectoriei parcurse de particulã pânã la oprire); evident, aceste mãrimi au un caracter statistic, deoarece particula înteracþioneazã cu un mare numãr de atomi pânã sã ajungã în repaus, transferul energetic în fiecare interacþie avînd altã valoare. Interacþia particulelor grele nerelativiste (de vitezã micã) cu materialul semiconductor poate avea loc prin douã mecanisme:

stopare electronicã (interacþie neelasticã în care energia particulei inci-­
dente este consumatã pentru excitarea sau emisia electronilor);

stopare nuclearã (interacþie elasticã în care energia transferatã de par­-

ticula incidenþã imprimã atomilor materialului o miºcare de translaþie).

La viteze mai mari ale particulelor incidente, pierderea de energie se face aproape exclusiv prin stopare electronicã, proces care are o intensitate maximã pentru o anumitã valoare caracteristicã a vitezei particulei vopt (egalã cu viteza medie a electronilor particulei)

µ § 4.53
unde Z este numãrul atomic al particulei incidente.

Dacã particula are o vitezã mult mai mare decât vitezele orbitale ale

electronilor sãi, electronii particulei sunt uºor eliberaþi, dar pe mãsurã ce particula este încetinitã ºi ajunge la viteze comparabile cu vitezele orbitale ale electronilor materialului semiconductor creºte probabilitatea de capturã a

electronilor substanþei de cãtre particulã ºi scade posibilitatea de pierdere a electronilor proprii. Trebuie remarcat faptul cã numai o parte din energia absorbitã de material este utilizatã pentru ionizãri, cea mai mare parte fiind consumatã pentru excitarea nivelelor optice ale atomilor materialului. Puterea de stopare pentru particulele nucleare încãrcate grele este proporþionalã cu pãtratul vitezei particulei ºi cu pãtratul sarcinii particulei.

Figura 4.16 prezintã puterea de stopare a protonilor în Si ºi Ge, cele mai reprezentative materiale semiconductoare cu funcþie de detecþie a. radiaþiei nucleare, iar în figura 4.17 este prezentat parcursul unor particule în aceleaºi materiale.

Spre deosebire de particulele grele, interacþiile elastice ºi neelastice ale radiaþiei â cu nucleele ºi electronii la trecerea prin materialul semiconductor conduc la pierderi de energie relativ importante ºi la o modificare substanþialã a direcþiei de miºcare ale particulelor radiaþiei; în consecinþã, intensitatea fasciculului de electroni în material scade exponenþial cu distanþa parcursã, traiectoria electronilor fiind o curbã complicatã de tip aleatoriu. Pentru o energie a radiaþiei p mai micã de 1 MeV, mecanismul principal de pierdere a energiei este difuzia neelasticã pe electronii legaþi ai materialului semiconductor care determinã ionizarea ºi excitarea atomilor conducînd la dependenþe caracteristice Ps(W) ºi lo(W) de tipul celor din figura 4.18.

Energia medie necesara producerii unei perechi gol-electron de conducþie fiind o constantã caracteristicã de material, rezultã cã acest proces în mai multe trepte are drept rezultat produ­cerea unui numãr Np de perechi de purtãtori

µ § 4.55

indiferent de tipul ºi energia iniþialã a radiaþiei nucleare (ÄWr este energia totalã pierdutã de radiaþie în material). Valoarea constantei W0 trebuie sã fie cel puþin egalã cu energia minimã de ionizare ÄWi = Wc¡ª Wv deoarece o parte din energia absorbitã de material este consumatã în alte procese (excitarea atomicã etc). Utilizînd modelul Shocklcy, rezultã W0 = 3,6 eV pentru Si ºi respectiv 2,9 eV pentru Ge. Aplicînd un câmp electric se poate culege sarcina totalã Q = eNp a tuturor perechilor de purtãtori generaþi de radiaþie proporþionalã cu energia acesteia, ceea ce asigurã materialului semiconductor îndeplinirea funcþiei de detecþie a radiaþiei nucleare. Pentru ca un material semiconductor sã îndeplineascã în condiþii optime aceastã funcþie, trebuie sã îndeplineascã urmãtoarele condiþii:

sensibilitate mare la radiaþie (mãrimea caracteristicã W0 micã ºi timpi
mici de relaxare µ § ºi µ § ai purtãtorilor în exces);

vitezã de rãspuns mare (coeficienþi de mobilitate ìn, ìp mari ºi rigiditate dielectricã Estr mare);

conductivitate electricã suficient de micã, astfel încât sã nu aparã probleme de disipaþie ºi zgomotul dat de fluctuaþiile curentului continuu sã nu mascheze curentul util.

Uzual se utilizeazã Si ºi Ge intrinseci (eventual rãciþi forþat).

4.6. FUNCÞIA DE CONVERSIE ELECTRO-OPTICÃ

Materialele semiconductoare cu funcþie de conversie electro-opticã, numite electro-luiminiscente, îºi bazeazã funcþionarea pe emisia radiaþiei luminoase de cãtre material în cazul în care i se aplicã un câmp electric sau este strãbãtut de un curent. Fenomenele care determinã emisia opticã sunt inverse decât cele prin care radiaþia electromagneticã este absorbitã ºi anume fenomenele de recombinare radiativã a purtãtorilor mobili din semiconductor; dupã durata proceselor de recombinare, emisia opticã se numeºte fluorescenþã (10-5¡ª10-8s) sau fosforescenþã(l-104s).

Fenomenul de recombinare este determinat în esenþã de existenþa a douã nivele energetice distincte W1 ºi W2 (W1 > W2) între care poate avea loc tranziþia 1¡ª>2, rezultînd radiaþia

µ § (4.56)

în cazul în care existã electroni de conducþie ºi goluri în stare iniþialã (W1), respectiv finalã (W2). Existã mai multe mecanisme de recombinare.

Recombinarea directã constã în dispariþia unei perechi gol-electron de conducþie prin trecerea electronului din BC în BV cu eliberare de energie.

Dupã forma sub care este cedatã energia, recombinarea directã poate fi ra-diativã (se emite un foton), neradiativã (energia este cedatã fononilor reþelei cristaline conducând la încãlzirea materialului) sau prin ºoc (în acest caz la recombinare participã 3 purtãtori, dintre care 2 dispar, energia corespunzã­toare eliberatã fiind preluatã de-al treilea purtãtor).

Recombinarea indirectã are loc prin intermediul unor nivele energetice plasate în BI; electronul de conducþie trece mai întîi într-o asemenea stare localã, iar de aici în BV. Energia se elibereazã în douã etape ºi deºi principial formele de energie eliberatã sunt aceleaºi ca ºi în cazul recombinãrii directe, recombinarea indirectã are un caracter predominant neradiativ, energia eliberatã fiind cedatã fononilor reþelei.

Recombinarea prin alipire este caracteristicã materialelor extrinseci la temperaturã ambiantã, cînd impuritãþile sunt ionizate ºi constã în captarea de cãtre ionul de impuritate a unui electron de conducþie. Sintetizînd tipurile de recombinãri, cele mai importante tranziþii radiative într-un material semiconductor sunt produse de procesele de recombinare de tip bandã-bandã (în cazul monocristalelor intrinseci) ºi recombinarea cu participarea impuritãþilor activatoare (recombinãri BC ¡ª acceptori, donori-BV, donori-acceptori). Recombinarea radiativã se caracterizeazã prin respectarea legilor de conservare a energiei ºi impulsului sistemului format de particulele implicate în tranziþie, condiþiile în care se produc diferite tipuri de recombinãri radiative fiind determinate de configuraþia concretã de benzi energetice caracteristicã semiconductorului, în cazul semiconductorului cu o structurã de benzi indirecte (de tipul Si, GaP, Ge), trebuie luaþi în considerare ºi fononii care caracterizeazã stãrile vibraþionale ale reþelei cristaline, spre deosebire de cazul semiconductorului cu structurã de benzi directe (de tipul GaAs, InP, InAs, InSb, PbSe, PbTe). Un exemplu reprezentativ îl constituie GaPx As1-x având structura de benzi din figura 4.5, c; emisia radiaþiei optice este determinatã de tranziþiile directe pe direcþia [000] pentru un conþinut de P de maxim 40 % ºi respectiv de tranziþiile indirecte pe direcþia cristalograficã [100] pentru un conþinut de P mai mare de 40% â; în primul caz, energia radiaþiei este practic egalã cu BI (µ §), în cel de-al doilea caz rezultã µ §. Intr-un semiconductor, procesele de recombinare radiativã pot avea un caracter spontan (în cazul unei stãri de echilibru termic) sau stimulat (corespunzãtor unei stãri de neechilibru); recombinarea spontanã genereazã fotoni în direcþii ºi cu frecvenþe ºi faze aleatoare (emisie incoerentã) spre deosebire de recombinarea stimulatã care genereazã fotoni cu aceeaºi frecvenþã ºi în aceeaºi direcþie (emisie coerentã). Pentru ca materialul semiconductor sã poatã constitui o sursã, opticã este necesar ca recombinarea stimulatã sã fie mai puternicã decât absorbþia luminoasã, ceea ce se poate realiza printr-o inversie de populaþie care constã în ocuparea nivelelor inferioare ale BC pânã la cvasinivelul Fermi WFn ºi prin eliberarea nivelelor superioare din BV pânã la WFp (WFn ºi WFp sunt mãrimi care înlocuiesc potenþialul electrochimie WF, în condiþii de neechilibru), în acest mod toate stãrile energetice implicate în tranziþiile emisive nu mai sunt disponibile pentru absorbþie. Timpul de viaþã al purtãtorilor în exces în procesul de recombinare radiativã are urmãtoarea expresie (în aproximaþia cvasineutralitãþii semiconductorului în condiþiile perturbãrii echilibrului Än ¡Ö Äp):

µ § 4.57
unde r este viteza de recombinare a purtãtorilor mobili de sarcinã la echilibru termic; în cazul semiconductorului intrinsec rezultã:

µ § 4.58
Viteza de recombinare radiativã rr (proporþionalã cu intensitatea emisiei optice) are expresia

µ § 4.59
unde Pr este probabilitatea de recombinare radiativã; pentru o perturbare micã a echilibrului (Än, Äp << n, p).

µ § 4.60

Tabelul 4.13 prezintã valorile lui rr pentru diferite materiale semiconductoare, pentru un dezechilibru Än = Äp = 107 cm-3; se constatã cã viteza de recombinare radiativã în cazul unui material cu structurã directã de benzi este aproximativ de 107 ori mai mare dccât viteza corespunzãtoare structurii

indirecte de benzi. Generarea de purtãtori în exces disponibili pentru recombinarea radiativã poate fi realizatã prin urmãtoarele mecanisme:

excitaþie intrinsecã constînd în ionizarea de impact a impuritãþilor activatoare cu ajutorul unui câmp electric intens (> 10 MV/m);

excitaþie prin injecþie de curent electric;

excitaþie prin multiplicare în avalanºã;

excitaþie opticã;

¡ª excitaþie prin efect tunel.

O caracteristicã importantã a unui material utilizat pentru generarea de radiaþie opticã este randamentul cuantic intern çe0 de conversie a energiei de excitaþie în radiaþie electromagneticã care are expresia:

µ § 4.61
unde ônr este timpul de viaþã al purtãtorilor în exces recombinaþi neradiativ. Pentru semiconductoarele directe ôr << ônr astfel încât çe0 = 1, spre deosebire de cele indirecte la care ôr >> ônr, çe0 fiind foarte mic (~ 10-4). Principalele materiale semiconductoare cu funcþie de conversie electro-opticã (tabel 4.14) sunt compuºi binari (de tip III¡ªV ºi II¡ªVI) ºi ternari.

4.7. FUNCÞIA DE CONVERSIE TERMO-ELECTRICÃ

Expresia densitãþii de curent (relaþia 4.14) într-un semiconductor relevã posibilitatea interacþIei dintre câmpul termic ºi câmpul electric în interiorul materialului semiconductor, ceea ce face posibilã funcþia de conversie termo-electricã: temperatura influenþeazã ºi chiar poate genera curent electric.

Temperatura acþioneazã direct asupra structurii de benzi energetice, modificînd valorile diferitelor nivele energetice caracteristice (Wv, Wc,WF); din tabelul 4.15, care prezintã ÄWi la 0K ºi 300 K pentru câteva materiale