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+4 Ω -1 cm-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. Ob sich zwischen Metallen und Halbleitern eine physikalisch begründete Grenze angeben läßt, ist beim augenblicklichen Entwicklungszustand noch nicht abzusehen 1. Eine charakteristische Eigenschaft des Widerstandes vieler Halbleiter ist aber jedenfalls die außerordentlich starke Empfindlichkeit des elektrischen Widerstandes gegenüber einer Reihe von Faktoren, von denen wir an erster Stelle die „chemische Zusammensetzung“ der untersuchten Proben nennen wollen.
This is a preview of subscription content, log in via an institution to check access.
Access this chapter
Tax calculation will be finalised at checkout
Purchases are for personal use only
Preview
Unable to display preview. Download preview PDF.
Literatur
Das ist eine Hypothese ! Siehe S. 153.
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. 322.
Siehe Kap. VII, § 2 u. 3.
Siehe Kap. VII, § 6.
Siehe S. 252–253, S. 254 u. S. 257.
Die konkrete Anwendung dieser Kriterien beispielsweise auf die Elemente des periodischen Systems stößt auf erhebliche Schwierigkeiten, die heutzutage noch keineswegs überwunden sind. Siehe hierzu Kap. VII, § 11.
Siehe S. 287.
Es sei denn, daß seine Wellenlänge zufällig einer BRAGG-Reflexion entspricht.
Debye, P.: Ann. Phys., Lpz. Bd. 33 (1910) S. 1427.
Einstein, A.: Ann. Phys., Lpz. Bd. 22 (1907) S. 180.
Debye, P.: Ann. Phys., Lpz. Bd. 39 (1912) S. 789.
Einstein, A.: Ann. Phys., Lpz. Bd. 17 (1905) S. 132.
BOSE, S. N.: Z. Phys. Bd. 26 (1924) S. 178.
Nordheim, L.: Ann. Phys., Lpz. Bd. 9 (1931) S. 607.
Wilson, A. H.: Proc. roy. Soc., Lond. Bd. 133 (1931) S. 458.
Siehe z. B. Kap. VII, § 8.
Bloch, F.: Z. Phys. Bd. 52 (1929) S. 555, namentlich S. 578ff.
Siehe z. B. S. 232–234.
Zum Unterschied von der entsprechenden Beweglichkeit μ p der bald einzuführenden positiven Defektelektronen (s. S. 16–19 und S. 27).
Siehe S. 287 u. 294.
Wilson, A. H.: Proc. roy. Soc., Lond. Bd. 133 (1931) S. 458.
Stuke, J.: Dissertation Göttingen.
Lark-Horovitz, K., u. V. A. Johnson: Phys. Rev. Bd. 69 (1946) S. 258.
Wenn wir auf der rechten Seite der Abb. I 3.4 das Fortwandern des Leitungselektrons 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. 20–21 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 eine bereits vorhandene Lücke erfordert also keinerlei Energieaufwand, insbesondere nicht das 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, das z. B. in einem Kristallgebiet mit lauter kompletten Paarbindungen zusätzlich zu der vollzähligen Valenzelektronenbesetzung hinzukommen kann. (Siehe hierzu auch S. 17–19 u. Abb. I 3.4.)
Siehe auch S. 359 u. 362.
Siehe auch S. 65–66.
Jedenfalls werden bei genügender Verdünnung keine Glieder mit p 2, p 3, p 4 usw. auftreten.
Siehe auch S. 293.
Welche gegenüber normalen chemischen Begriffen extremen Reinheitsgrade hierbei verlangt werden, geht vielleicht aus folgenden Zahlenangaben hervor. Die Inversionsdichte n>i ist in Germanium bei Zimmertemperatur etwa 2,5 • 1013 cm‒3. Damit der eigenleitende Zustand n = p = n i eintreten kann, müssen die Konzentrationen der Störstellen kleiner als (math) sein, da ja jede Störstelle ein Elektron oder Defektelektron liefert. Die Konzentration deratome beträgt 4,52 • 1022 cm‒3. Also darf auf etwa (math) Germaniumatome höchstens ein Fremdatom kommen. Das bedeutet im chemischen Sprachgebrauch eine „Reinheit von 9…10 Neunern“! Bei gradlinigem Fort3 schreiten durch das Germaniumgitter würde man erst nach (math) Germaniumatomen auf ein Fremdatom stoßen. Bezüglich der Zahlenwerte siehe E. M. Conwell, Proc. Inst. Radio Engrs., N. Y. Bd. 40 (1952) S. 1327.
Conwell, E. M.: Proc. Inst. Radio Engrs., N. Y. Bd. 40 (1952) S. 1330.
Debye, P. P. u. E. M. Conwell: Phys. Rev. Bd. 93 (1954), S. 693.
Author information
Authors and Affiliations
Rights and permissions
Copyright information
© 1955 Springer-Verlag Berlin Heidelberg
About this chapter
Cite this chapter
Spenke, E. (1955). Der Leitungsmechanismus in elektronischen Halbleitern. In: Elektronische Halbleiter. Springer, Berlin, Heidelberg. https://doi.org/10.1007/978-3-662-01338-0_1
Download citation
DOI: https://doi.org/10.1007/978-3-662-01338-0_1
Publisher Name: Springer, Berlin, Heidelberg
Print ISBN: 978-3-662-01339-7
Online ISBN: 978-3-662-01338-0
eBook Packages: Springer Book Archive