Zusammenfassung
Unter den kristallinen Festkörpern leiten — wie schon der Name besagt — die Halbleiter den elektrischen Strom schlechter als die Metalle, aber besser als die Isolatoren. Hiernach liegt die Leitfähigkeit eines Halbleiters bei Zimmertemperatur zwischen 10+4Ω-1cm-1 und 10 -12 Ω-1 cm-1. Diese Grenzen sind einigermaßen willkürlich, und tatsächlich wird sich auch zeigen, daß zwischen Isolatoren und Halbleitern gar kein prinzipieller Unterschied besteht.
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Literatur
Das kann übrigens auch bei der optischen Absorption der Fall sein, so daß sich das Aussehen einer Substanz z. B. durch Tempern im Dampf einer Komponente völlig ändern kann. Beispiel: Kupferjodid, Alkalihalogenide.
Also 1 Cl-Atom auf 104 Se-Atome.
Siehe hierzu Kap. II.: Störstellen und Versetzungen.
Siehe z.B. H. Schweickert: ETZ 7 (1955) 377.
Allerdings soll man als treibendes Motiv den reinen Erkenntnisdrang oder — weniger pathetisch gesprochen — die Neugier nicht unterschätzen, die es nicht erträgt, daß Schaltelemente und Geräte in laufend steigender Zahl verwendet werden, ohne daß man ihr Funktionieren versteht.
Siehe hierzu auch Kap. VI und VII.
Das hat sich inzwischen geändert; s. J. Yamashita und T. Kurosawa: J. Phys. Chem. Solids 5 (1958) 34,
und S. H. Glarum: Electron Mobilities in Organic Semiconductors: J. Phys. Chem. Solids 24 (1963) 1577 – 1583, sowie Kap. VII, §11, S. 388 ff. Dort auch weitere moderne Zitate.
Wenn wir bei einem Elektron betonen wollen, daß es nicht frei ist, sondern den starken Gitterkräften unterliegt, die zu seiner mehr oder weniger festen Bindung im Kristall führen, so sprechen wir von einem „Kristallelektron“.
Das ist eine Hypothese! Siehe S. 248 oben.
Wie üblich handelt es sich dabei um die Summe von kinetischer Energie und potentieller, vom Kraftfeld des Kerns herrührender Energie. Wir vermeiden das Wort „Gesamtenergie“, weil wir im Kap. X sehen werden, daß bei Festkörperproblemen unter Umständen noch ein elektrostatischer Energieanteil berücksichtigt werden muß, der von einem elektrostatischen Makropotential herrührt, s. S. 501 ff.
Siehe Kap. VII, § 2 und 3.
Es soll also zu einem Band gehören, das aus einem der tiefen Atomeigenwerte aufgespalten ist, zu dem eine der inneren Schalen des Atoms gehört.
Dieses Niveau soll also der Außenschale eines Gitterbausteins entsprechen.
Siehe Kap. VII § 6.
Siehe S. 369 und 370, S. 372 oben und S. 374.
Die konkrete Anwendung dieser Kriterien auf reale Festkörper stößt auf erhebliche Schwierigkeiten. Siehe hierzu Kap. VII, § 11.
Siehe S. 430 Mitte.
Die Bezeichnung „ Stoß“zeit für die Dauer des freien Fluges ist denkbar unglücklich. Man ist bei dieser Bezeichnungsweise doch versucht, unter τ fälschlich die äußerst kurze Dauer des Stoßprozesses zwischen zwei aufeinanderfolgenden relativ langen freien Flugzeiten zu verstehen. Das englische „mean free time“ mit seiner Analogie zu „mean free path“ ist in dieser Beziehung viel glücklicher. Man sollte vielleicht auch im Deutschen parallel zur „freien Weglänge“ von der „freien Flugzeit“ sprechen.
Es sei denn, daß seine Wellenlänge zufällig einer BRAGG-Reflexion entspricht.
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Siehe auch Kap. VII § 8, insbes. S. 345.
Siehe z. B. Kap. VII, § 8.
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Ein einfachster Fall des fraglichen quantenmechanischen Problems wird in Kap. XI durchgerechnet.
Siehe z. B. S. 348 u. 349.
Zum Unterschied von der entsprechenden Beweglichkeit μ p der bald einzuführenden positiven Defektelektronen (s. S. 16 bis 18 u. S. 29).
Siehe S. 430 Mitte und 437 Mitte.
Wilson, A. H.: Proc. roy. Soc, Lond. 133 (1931) 458.
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Wenn wir auf der rechten Seite der Abb. I 3.4 das Fortwandern des Leitungs-elektrons auch im Bändermodell darstellen, so haben wir in dieser Abbildung bereits der Abszisse die Bedeutung einer Ortskoordinate x innerhalb des Festkörpers beigelegt, während in den Abb. I 2.6 und I 3.1 die Abszisse noch gar keine Bedeutung hatte. Weiteres hierzu auf S. 20 bis 22 bei Besprechung der Abb. I 3.6.
Wenn man das Wandern eines Defektelektrons als Nachrücken benachbarter Valenzelektronen in eine unvollständige Paarbindung beschreibt, so stellt man sich auf einen extrem atomistischen, korpuskular lokalisierenden Standpunkt. Das darf aber nicht dazu führen, die Wellennatur aller Elektronen und also auch der Valenzelektronen außer acht zu lassen, die einerseits ein ungehindertes Wandern auch der Valenzelektronen durch den Kristall ermöglicht und andrerseits die Valenzelektronen gleichmäßig auf alle Paarbindungen „verschmiert“. Das „Nachrücken benachbarter Valenzelektronen“ in ein bereits vorhandenes Loch erfordert also keinerlei Energieaufwand, insbesondere kein Aufbrechen einer Paarbindung. Ein solches Aufbrechen liegt nur dann vor, wenn das Valenzelektron nicht wieder in eine benachbarte Paarbindung eingebaut, sondern in ein Leitungselektron verwandelt wird. (Siehe hierzu auch S. 17 und 18 und Abb. I 3.4.)
Ein Akzeptor ist also eine Störstelle, die neutral oder negativ geladen vorkommt, während ein Donator zwischen den beiden Ladungszuständen positiv und neutral hin und her wechselt.
Siehe auch S. 542 und 545.
Siehe auch S. 105.
Jedenfalls werden bei genügender Verdünnung keine Glieder mit p 2 , p 3 , p 4 usw. auftreten.
Zu diesem Begriff s. S. 417, 419, 448, 456 ff. u. 516 unten.
Zur Motivierung des Namens „Inversionsdichte“ s. S. 28 unten.
Siehe auch Gl. (VIII 5.23) auf S. 436.
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Siehe hierzu Kap. IX, S.461.
Wir führen hier die Größen g z und r z ein, um den Fall der direkten Band-Band-Übergänge von dem Fall der über die Zentren erfolgenden Übergänge mögliehst scharf zu trennen. Später im Kap. IX werden wir in allen Fällen einfach g und r schreiben, unabhängig vom speziellen Mechanismus der betreff enden Wieder vereinigungs- und Paarerzeugungsprozesse.
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Spenke, E. (1965). Der Leitungsmechanismus in elektronischen Halbleitern. In: Elektronische Halbleiter. Springer, Berlin, Heidelberg. https://doi.org/10.1007/978-3-642-48244-1_1
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