2.5. Fermi – Dirac Verteilung 2.6. Zustandsdichte
2.5. Fermi – Dirac Verteilung 2.6. Zustandsdichte
2.5. Fermi – Dirac Verteilung 2.6. Zustandsdichte
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<strong>2.5.</strong> <strong>Fermi</strong> <strong>–</strong> <strong>Dirac</strong> <strong>Verteilung</strong><br />
Elektronen und Löcher sind <strong>Fermi</strong>onen (Spin ½)<br />
=> Pauli Prinzip: Nur ein Teilchen pro Zustand, <strong>Fermi</strong>-<strong>Dirac</strong> <strong>Verteilung</strong>sfunktion (Abb. <strong>2.5.</strong>1)<br />
1<br />
f ( E)<br />
=<br />
⎛ E − E<br />
1+<br />
exp⎜<br />
⎝ kT<br />
F<br />
⎞<br />
⎟<br />
⎠<br />
Abbildung <strong>2.5.</strong>1: <strong>Fermi</strong>-<strong>Dirac</strong> <strong>Verteilung</strong><br />
Liegt die <strong>Fermi</strong>energie E F innerhalb eines Bandes (bei Metallen), so sind bei T=0K alle Zustände<br />
bis E F bestzt und alle energetisch höherliegenen Zustände leer. Die <strong>Fermi</strong>verteilung weicht nur<br />
innerhalb einer Breite von 2kT um E F nennenswert von 0 bzw. 1 ab. Daher sind nur Elektronen in<br />
der Nähe der <strong>Fermi</strong>energie sind für die Physik von Metallen relevant (Wärmekapazität,<br />
Stromtransport, Supraleitung, …). Bei Halbleitern liegt E F normalerweise in der Bandlücke. In<br />
diesem Fall kann man für E-E F > 3kT folgende Näherung machen:<br />
⎛ E − EF<br />
⎞<br />
f ( E)<br />
≈ exp⎜−<br />
⎟ Boltzmannstatistik<br />
⎝ kT ⎠<br />
Warum?<br />
Zustände sind nur mit geringer Wahrscheinlichkeit bestzt, daher ist Pauli-Prinzip nicht mehr<br />
relevant. Analoge Näherung für Bose-Einstein <strong>Verteilung</strong><br />
Verdünnte Systeme verlieren ihren Quantencharakter<br />
Für den aktiven Bereich eines Halbleiterlasers ist diese Näherung allerdings nicht brauchbar, da<br />
dort die <strong>Fermi</strong>energie nicht in der Bandlücke, sondern in den Bändern liegt.<br />
<strong>2.6.</strong> <strong>Zustandsdichte</strong><br />
Wir betrachten einen würfelförmigen Kasten aus<br />
Halbleitermaterial mit Kantenlänge L und Volumen V=L 3 , der<br />
mit Ladungsträgen gefüllt ist. Die Wellenfunktionen der Teilchen<br />
müssen periodische Randbedingungen erfüllen, d.h. Ψ (x+L, y, z)<br />
= Ψ (x, y, z) und analog für die anderen Koordinaten.<br />
Die Wellenfunktionen der Teilchen im Kasten sind Blochfunktionen:<br />
r r rr<br />
ψ r ( ) = u r (<br />
)exp( ikr<br />
)<br />
(<strong>2.6.</strong>1)<br />
n, k<br />
n,<br />
k<br />
r<br />
Die u n<br />
(<br />
)<br />
, r sind periodisch: r r r<br />
)<br />
k<br />
u r ( + b)<br />
= u r (<br />
(b r ist Gittervektor des Kristalls) und erfüllen<br />
n, k<br />
n,<br />
k<br />
daher automatisch die periodischen Randbedingungen, da die Ausdehnung des Kristalls ein<br />
- 45 -
ganzzahliges Vielfaches der Gitterkonstanten ist. Für die Komponenten des Wellenvektors<br />
ergeben sich folgende Bedingungen: k x = 2πm/L, m = 1, 2, 3, … und analog für k y und k z .<br />
Wie in Abb. <strong>2.6.</strong>1 dargestellt liegen die Zustände im k-Raum daher äquidistant, jeder Zustand<br />
beansprucht ein Volumen von V k = (2π/L) 3 .<br />
Abbildung <strong>2.6.</strong>1: <strong>Verteilung</strong> der Zustände im reziproken Raum (k-Raum)<br />
Für die Dispersion der Blochzustände gilt die quadratische Beziehung:<br />
r k<br />
r 2 2<br />
h<br />
E(<br />
k ) = (<strong>2.6.</strong>2)<br />
2m eff<br />
Zur Berechnung vieler Eigenschaften des Halbleiters (Stromdichte, Wärmekapazität, ..) muss<br />
man über alle vorhandenen Zustände integrieren. Man möchte aber kein mehrdimensionales<br />
Integral im k-Raum lösen, sondern nur über die Energie integrieren.<br />
Wir müssen daher die konstante <strong>Zustandsdichte</strong> im k-Raum (D(k) = (L/2π) 3 ) in eine von der<br />
Energie abhängige <strong>Zustandsdichte</strong> D(E) umrechnen.<br />
Dazu betrachten wir eine Kugel im k-Raum mit Radius k max . Jeder Zustand kann doppelt besetzt<br />
sein (Spin up und Spin down), die Anzahl der Zustände in der Kugel ist daher:<br />
∑<br />
N = 2<br />
(<strong>2.6.</strong>3)<br />
k < kmax<br />
Da die Zustände im k-Raum sehr dicht liegen, kann die Summe durch ein Integral ersetzt werden:<br />
1 3<br />
N = ∫ 2d<br />
k<br />
(<strong>2.6.</strong>4)<br />
Vk<br />
k < kmax<br />
Mit den folgenden Beziehungen kann man substituieren:<br />
2m<br />
3 2 2 eff<br />
2 1/ 2<br />
dk = 4πk<br />
dk , k = E und dk = 1 2m<br />
/ E<br />
−<br />
2<br />
eff<br />
h (<strong>2.6.</strong>5)<br />
h<br />
2<br />
- 46 -
und erhält<br />
N =<br />
⎛ L ⎞<br />
⎜ ⎟<br />
⎝ 2π<br />
⎠<br />
∫<br />
E<<br />
Emax<br />
2m<br />
4π<br />
2<br />
h<br />
1<br />
E<br />
2<br />
2m<br />
3<br />
eff<br />
eff<br />
2<br />
2<br />
h<br />
E<br />
dE = V<br />
∫<br />
E<<br />
Emax<br />
D(<br />
E)<br />
dE<br />
(<strong>2.6.</strong>6)<br />
Für die Zustandsdiche ergibt sich daher:<br />
m<br />
D ( 1 ⎛ 2<br />
eff<br />
E)<br />
2 2<br />
2 ⎟ ⎞<br />
=<br />
⎜<br />
π ⎝ h ⎠<br />
3/ 2<br />
E<br />
(<strong>2.6.</strong>7)<br />
Existieren erst ab einer bestimmten Energie Zustände (z.B. ab E C im Leitungsband), so gilt für die<br />
<strong>Zustandsdichte</strong>:<br />
1 ⎛ 2m<br />
D(<br />
E)<br />
=<br />
⎜<br />
2 2<br />
2π<br />
⎝ h<br />
eff<br />
⎞<br />
⎟<br />
⎠<br />
3/ 2<br />
E − E<br />
C<br />
(<strong>2.6.</strong>8)<br />
2.7. Ladungsträgerdichten<br />
Nun können wir die Ladungsträgerdichen im Halbleiter berechnen:<br />
Für Elektronen gilt:<br />
∞<br />
∫<br />
E C<br />
n = D( E)<br />
f ( E)<br />
dE<br />
(2.7.1)<br />
Einsetzen von D(E) und f(E) liefert:<br />
n =<br />
∞<br />
∫<br />
EC<br />
1<br />
2<br />
2π<br />
⎛<br />
⎜<br />
⎝<br />
2m<br />
h<br />
e<br />
2<br />
⎞<br />
⎟<br />
⎠<br />
3 / 2<br />
E − E<br />
c<br />
1<br />
⎛ E − E<br />
1+<br />
exp⎜<br />
⎝ kT<br />
F<br />
⎞<br />
⎟<br />
⎠<br />
dE<br />
(2.7.2)<br />
Man bekommt als Lösung:<br />
n = N<br />
2<br />
F<br />
π<br />
C 1/ 2<br />
⎛ E<br />
⎜<br />
⎝<br />
F<br />
− E<br />
kT<br />
C<br />
⎟<br />
⎠<br />
⎞<br />
n = N<br />
2<br />
F<br />
π<br />
C 1/ 2<br />
⎛ E<br />
⎜<br />
⎝<br />
F<br />
− E<br />
kT<br />
C<br />
⎞<br />
⎟<br />
⎠<br />
mit<br />
N<br />
C<br />
⎛ 2πm ekT<br />
⎞<br />
= 2⎜<br />
2<br />
⎟<br />
⎝ h ⎠<br />
3/ 2<br />
(2.7.3)<br />
1/ 2<br />
t dt<br />
mit dem <strong>Fermi</strong>-<strong>Dirac</strong> Integral (siehe Abb. 2.7.1) F<br />
1/ 2(<br />
x)<br />
=<br />
(2.7.4)<br />
1+<br />
exp( t − x)<br />
∞<br />
∫<br />
0<br />
- 47 -
Abbildung 2.7.1: <strong>Fermi</strong>-<strong>Dirac</strong> Integral aus Funktion von η F<br />
Für x < -3 kann man folgende Näherung des Integrals verwenden:<br />
π<br />
F1 / 2( x)<br />
≈ exp( x)<br />
(2.7.5)<br />
2<br />
Für die Elektronendichte ergibt sich damit:<br />
und analog für Löcher:<br />
mit<br />
⎛ EC<br />
− EF<br />
⎞<br />
n = NC exp ⎜−<br />
⎟<br />
(2.7.6)<br />
⎝ kT ⎠<br />
p = N<br />
N<br />
V<br />
V<br />
⎛ EF<br />
− EV<br />
⎞<br />
exp ⎜−<br />
⎟<br />
(2.7.7)<br />
⎝ kT ⎠<br />
⎛ 2πmh<br />
kT ⎞<br />
= 2⎜<br />
2<br />
⎟<br />
⎝ h ⎠<br />
3/ 2<br />
(2.7.8)<br />
EF<br />
− EC<br />
In Abb. 2.7.1 entspricht dies dem linearen Bereich für η<br />
F<br />
= < −3. Für den aktiven<br />
kT<br />
Bereich eines Halbleiterlasers ist diese Näherung allerdings nicht brauchbar, da dort die<br />
<strong>Fermi</strong>energie nicht in der Bandlücke, sondern in den Bändern liegt. η F ist damit positiv und der<br />
Wert des <strong>Fermi</strong>integrals weicht deutlich von der Näherungsformel 2.7.5. ab.<br />
- 48 -
2.8. Ladungsträgerdichten im Halbleiterlaser<br />
In der aktiven Zone eines Halbleiterlasers sind die Ladungsträgerdichten nicht im thermischen<br />
Gleichgewicht (durch den Pumpstrom werden laufend Ladungsträger zugeführt). Die <strong>Verteilung</strong><br />
von Elektronen und Löchern auf die vorhandenen Energiezustände ist damit keine<br />
<strong>Fermi</strong>verteilung mehr (die gilt ja nur im thermischen Gleichgewicht). Man kann jedoch in guter<br />
Näherung separate <strong>Verteilung</strong>sfunktionen für Elektronen und Löcher mit verschiedenen (Quasi-)<br />
<strong>Fermi</strong>energien einführen. Die Ladungsträger eines jeden Bandes sind untereinander im<br />
thermischen Gleichgewicht, dies liegt an den kurzen Relaxationszeiten für Intrabandrelaxation.<br />
Ladungsträger in den Bändern können durch Emission von LO-Phononen schnell (τ=100 fs)<br />
Energie abgeben und energetisch tieferliegende Zustände erreichen. Die Relaxationszeiten<br />
zwischen den Bändern (z.B. durch strahlende Rekombination) sind viel grösser (τ=1 ns).<br />
a) Volumenhalbleiter<br />
Abb. 2.8.1 stellt die oben beschriebene Situation für einen Volumenhalbleiter dar. Bei T=0K (a)<br />
sind alle Zustände bis zu den jeweiligen Quasi-<strong>Fermi</strong>energien besetzt. Bei T>0K (b) bekommt<br />
man eine thermische Verbreiterung der Besetzung.<br />
Abbildung 2.8.1: Produkt aus <strong>Zustandsdichte</strong> und <strong>Fermi</strong>verteilung im Nicht-Gleichgewichtszustand<br />
eines Volumenhalbleiters für (a) T=0K und (b) T>0K<br />
b) Quantenfilm<br />
Abb. 2.8.2 zeigt den entsprechenden Verlauf der <strong>Zustandsdichte</strong> in einem Quantenfilm. .<br />
Bei parabolischer Dispersion der Energie:<br />
2 2 2<br />
h ( k<br />
x<br />
+ k<br />
y<br />
)<br />
E ( k)<br />
=<br />
+ E<br />
2m<br />
eff<br />
n<br />
(2.8.1)<br />
hat die <strong>Zustandsdichte</strong> hier einen stufenförmigen Verlauf<br />
1 meff<br />
D ( E)<br />
= ∑ H ( E − En<br />
)<br />
2<br />
d πh<br />
n<br />
(2.8.2)<br />
- 49 -
E n sind die Energien der quantisierten Zustände im Quantenfilm. Für unendlich hohes<br />
2 2 2<br />
π h n<br />
Einschlusspotential berechnen sich diese zu: En<br />
= (2.8.3)<br />
2<br />
2m<br />
d<br />
eff<br />
Abbildung 2.8.2: <strong>Zustandsdichte</strong> für Volumenmaterial und Quantenfilm (mit unendlich hohem<br />
Einschlusspotential).<br />
Quasi-<strong>Fermi</strong>verteilung und <strong>Zustandsdichte</strong> eines Quantenfilms sind in Abb. 2.8.3 aufgetragen. In<br />
diesem Fall ist das Integral zu Berechnung der Ladungsträgerdichte<br />
analytisch lösbar, man erhält für die Elektronenkonzentration:<br />
∞<br />
∫<br />
E C<br />
n = D(<br />
E)<br />
f ( E)<br />
dE<br />
kTme<br />
n = ∑log( 1+<br />
exp( E<br />
F C−En<br />
) / kT)<br />
2<br />
,<br />
πdh<br />
n<br />
und analog für die Löcher:<br />
kTmh<br />
n = ∑log( 1+<br />
exp( En<br />
−E<br />
F V<br />
) / kT)<br />
2<br />
,<br />
πdh<br />
n<br />
(2.8.4)<br />
(2.8.5)<br />
Abbildung 2.8.3: Produkt aus <strong>Zustandsdichte</strong> und <strong>Fermi</strong>verteilung im Nicht-Gleichgewichtszustand<br />
eines Quantenfilms für (a) T=0K und (b) T>0K<br />
- 50 -