Elettronica dello Stato Solido Lezione 11: Statistica dei portatori. Daniele Ielmini DEI Politecnico di Milano
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1 Elettronica dello Stato Solido Lezione 11: Statistica dei portatori Daniele Ielmini DEI Politecnico di Milano
2 Outline Densità di portatori in Metalli Semiconduttori/isolanti Densità di stati in approssimazione parabolica (1D, 2D, 3D) Statistica di particelle Fermi-Dirac Bose-Einstein Maxwell-Boltzmann Conclusioni D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 2
3 Introduzione Per calcolare la densità di corrente di elettroni = -qnv nei semiconduttori/metalli abbiamo bisogno di: Velocità v = µf Densità di portatori n che partecipano al trasporto banda di conduzione La densità di portatori si ottiene come prodotto di densità di stati per probabilità di occupazione, da integrare sull energia n = E C g( E) f( E) de D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 3
4 E E Metalli E E C E F E V k g(e) f(e) Il livello di Fermi (potenziale chimico degli elettroni nel solido, funge da confine tra stati occupati e vuoti) è allineato con una banda la banda è parzialmente piena alta conducibilità elettrica e termica D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 4
5 Semiconduttori/isolanti E E E E C E V k g(e) f(e) E F Il livello di Fermi (potenziale chimico degli elettroni nel solido, funge da confine tra stati occupati e vuoti) è allineato con un gap la banda è completamente piena (valenza) o vuota (conduzione) a T = 0 K, bassa conducibilità elettrica e termica D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 5
6 Outline Densità di portatori in Metalli Semiconduttori/isolanti Densità di stati in approssimazione parabolica (1D, 2D, 3D) Statistica di particelle Fermi-Dirac Bose-Einstein Maxwell-Boltzmann Conclusioni D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 6
7 Struttura a banda reale D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 7
8 Approssimazione parabolica Dato che i fenomeni di trasporto e ottici avvengono normalmente in corrispondenza del fondo/apice della banda di conduzione/valenza, è legittimo adottare l approssimazione parabolica 2 E = E + ħ k C 2m e per ricavare una formula analitica per la densità di stati g(e) 2 D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 8
9 -π/a E Densità di stati 1D k +π/a Condizioni periodiche al contorno: ψ( Na) = ψ( 0) ikna ikna 2π u( Na) e = u( 0) e = 1 k = n Na n = 0, ± 1, ± 2,..., + N 2 2π k = Na Due stati sull asse k distano pertanto e la densità è Lunghezza tra k e k+dk ( ) = ηdk = dk g k dk g 2 Ω 2 / = s dk k π Na Na π Spin Volume cristallo D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 9
10 Densità di stati 1D E E -π/a k +π/a E C E V g(e) Densità in energia: Relazione E-k: g( E) de = g( k) dk ħ de ħ E = E + k = k C m e dk me Quindi dk 2 me 1 2me g1 D( E) = g( k) = = de π 2 ħ k π ħ E E D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido C
11 E k 1 k 2 k 1 k 2 Densità di stati 2D dk k=(k 12 +k 22 ) 1/2 k 1 Condizioni periodiche al contorno: 2π 2π k = n, k = n N1a 1 N2a2 Volume associato allo stato k: 2 ( 2 π ) ( 2 π ) ( k ) = = = N a N a = Ω Quanti stati tra k e k+dk? g( k) dk Area tra k e k+dk 2π kdk 1 k = 2 = dk 2 / Ω Ω π Spin ( π ) 2 Volume (area) del cristallo D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 11
12 Densità di stati 2D E E E k 1 k 2 k 1 -π/a 1 k 1 +π/a 1 E C E V g(e) Relazione E-k: Quindi: ħ ħ de ħ E = EC + k + k = E + k = k 2m 2m dk m ( 2 2 ) C e e e k m m g( E) de = g( k) dk g ( E) = = πħ k πħ e e 2D 2 2 D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 12
13 k 1 k 3 k 1 k 2 k 3 Densità di stati 3D Condizioni periodiche al contorno: 2π 2π 2π k = n, k = n, k = n N1a 1 N2a2 N3a3 Volume associato allo stato k: ( k) 3 ( 2π ) ( 2π ) = N a N a N a = Ω Quanti stati tra k e k+dk? k 2 g( k) dk Volume tra k e k+dk 2 2 4π k dk 1 k = 2 = dk / Ω Ω π ( π ) Spin Densità per area unitaria D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 13
14 k 3 Densità di stati 3D E E k 1 k 2 -π/a 1 k 1 +π/a 1 E C E V g(e) Relazione E-k: Quindi: ħ ħ de ħ E = EC + k + k + k = E + k = k 2m 2m dk m ( ) C e e e / 2 k me 3D ( 2m ) 3 2 e g( E) de = g( k) dk g ( E) = = E E π ħ k 2π ħ D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido C
15 Massa efficace DOS Banda di conduzione: Banda di valenza: ( 2m ) 3 2 n gc ( E) = E E 2 3 2π ħ ( 2m ) 3 2 p g ( ) = ħ V E EV E π / / C E E C E V g(e) Le masse m* n e m* p sono chiamate masse efficaci DOS (density of states) Per minimi/massimi unici (Γ) e isotropi le masse DOS coincidono con la massa del portatore, e.g. m* n = m* e per la banda di conduzione del GaAs D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 15
16 Casi degeneri/anisotropi k z k z k y k y k x k x Per casi degeneri (e.g. valli multiple in banda di conduzione) e/o anisotropi (e.g. masse trasversali e longitudinali), dobbiamo ricavare una massa DOS tale che la sfera di Fermi equivalente (m* n isotropa) contenga lo stesso numero di stati degli ellissoidi (m* t, m* l ) di Fermi reali stesso volume (k equidistribuiti) D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 16
17 Casi degeneri/anisotropi k x k z k y ħ k k E EC = = 1 2m k k eff = 2m E n 2 eff ( E ) ħ E EC = π eff = π 2 n 2 vol k m 3 3 n C ħ k x k z ħ ( ) k y ħ k + k k + k E EC = + + = k1 2 3 k ml mt α β ( ) ( ) 2m E E 2m E E α =, β = ħ ħ l C t C ( ) E EC = παβ = π l t 2 2 vol g g m m 3 3 D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido ħ
18 Massa DOS di Si e Ge Ponendo uguali i volumi (pari numero, e quindi densità, di stati per ogni energia) si ottiene: ( ) m = g m m m = g m m n l t n l t In banda di valenza, si deve tenere conto della degenerazione hh/lh: basta sommare le densità di stati (g V =g hh +g lh ), ottenendo: p = hh + lh m m m D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 18
19 Masse DOS in Ge, Si, GaAs Masse DOS in banda di conduzione: Ge: m* n /m 0 = 4 2/ / /3 = Si: m* n /m 0 = 6 2/ / /3 = 1.06 GaAs: m* n /m 0 = m* e /m 0 = Masse DOS in banda di valenza Ge: m* p /m 0 = ( / /2 ) 2/3 = Si: m* p /m 0 = ( / /2 ) 2/3 = 0.59 GaAs: m* p /m 0 = (0.51 3/ /2 ) 2/3 = D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 19
20 Massa di conduzione Si impiega ai fini del calcolo della mobilità Le diverse masse danno contributi in parallelo alla conduzione: dato che la conducibilità è inversamente proporzionale alla massa, la media deve effettuarsi sull inverso delle masse k x k z k y ml mt mt 3 = m = c m c + m m m* c /m 0 =0.26 (Si) m* c /m 0 =0.12 (Ge) D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido l t
21 Outline Densità di portatori in Metalli Semiconduttori/isolanti Densità di stati in approssimazione parabolica (1D, 2D, 3D) Statistica di particelle Fermi-Dirac Bose-Einstein Maxwell-Boltzmann Conclusioni D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 21
22 E 4 g 3 E 3 E 2 g 2 E 1 Statistica di particelle g 4 N 4 = 3 g 1 N N 3 = 4 N 2 = 3 N 1 = 4 Problema: sistema con N particelle identiche e debolmente interagenti, volume costante Livelli in energia discreti che raggruppiamo in gruppi di g stati a energia E Occupazione degli E equiprobabile g = degenerazione N = numero di particelle sul livello E (distribuite sui g stati) D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 22
23 Numero di configurazioni Quante sono le possibili configurazioni di un particolare stato del sistema? Numero di configurazioni = W Lo stato con il massimo numero di configurazioni rappresenta il più probabile stato di equilibrio Il massimo numero di configurazioni coincide con il massimo dell entropia: S= k logw D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 23
24 Statistica di Fermi-Dirac 1 Particelle indistinguibili: dalla meccanica quantistica, lo scambio di due particelle tra i rispettivi stati non è rilevabile da nessuna misura fisica In ogni stato è possibile collocare una sola particella (principio di esclusione di Pauli) Nota: gli stati sono sempre a coppie, spin D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 24
25 Statistica di Fermi-Dirac 2 In quanti modi posso collocare N palline in g stati? La prima in g modi, la seconda in g -1, la terza in g l ultima in g -N +1 Particelle indistinguibili il numero è da ridurre per le permutazioni di N particelle Estendendo alla sequenza di livelli energetici W E g N g! ( g ) N )!! D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido FD = g! ( ) N! g N! g! ( ) N! g N!
26 Formula di Stirling Calcoliamo il logaritmo logw FD : Formula di Stirling logx!=xlogx-x ( ) logw = log g! log N! log g N! FD logm! Stirling D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 26
27 Condizione di massimo vincolato Quindi: ( ) ( ) logw = g logg g N logn N + FD (( g N )log( g N ) ( g N )) ( g log g N log N ( g N )log( g N ) ) = Massimizziamo logw FD : δ logw FD logw FD = δn = N 0 Con i vincoli: δn δu = δn = 0 = E δn = 0 D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 27
28 Moltiplicatori di Lagrange Se devo trovare il massimo di una funzione a 2 variabili f(x,y) sottoposto al vincolo g(x,y)=c, cerco le soluzioni tra i punti di stazionarietà della funzione f( x, y) λ( g( x, y) c) Nel nostro caso quindi impongo: logw FD δ logw FD aδ N bδu = a be = 0 δn N Ma data l indipendenza dei δn, la soluzione è che ogni termine nella sommatoria si annulli: logw FD a be = 0 N D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 28
29 Risultato Sostituendo ( ) logw = g logg N log N ( g N )log( g N ) FD Trovo: logw N E quindi a+ be FD = logn 1+ log( g N ) + 1= a + be g N = e N = + Ricavo una probabilità di occupazione: Significato di a, b? serve supporto dalla teoria termodinamica g a be N e + 1 f N 1, FD = = a+ be g e + 1 D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 29
30 Prima legge della termodinamica L energia in un processo termodinamico si conserva (non può essere creata o distrutta, ma solo trasformata) du = δq δl Dove U = energia interna (energia immagazzinata nel sistema), Q = calore (trasferimento di energia da sorgente calda) e L = lavoro fatto dal sistema Tradotto in differenziali esatti: du = TdS PdV + µ dn Dove si è incluso anche lo scambio di energia sotto forma di materia, con µ = potenziale chimico delle particelle N La variazione di entropia a volume costante è quindi: ds du µ = dn T T D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 30
31 Interpretazione termodinamica Confrontiamola con l espressione: δ logw aδ N bδu = 0 FD dove S = klogw,quindi ds = bkdu + akdn du µ ds = dn T T 1 b = kt µ a = kt e la distribuzione Fermi Dirac diventa: g N = = e + 1 e a+ be E µ g kt + 1 = F E µ Energia di Fermi = potenziale chimico degli elettroni D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 31
32 Argomento semplificato Dal risultato della massimizzazione con i moltiplicatori di Lagrange, posso adottare i seguenti argomenti: La distribuzione f deve essere pari a ½ in E F = µ = potenziale chimico degli elettroni 1 1 f ( E ) = = a + be = 0 a = be a+ bef e FD F F F La distribuzione deve tendere alla Maxwell- Boltzmann per E grande b=1/kt f 1 ( E) = kt e FD E E F + 1 D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 32
33 Statistica di Bose-Einstein Particelle indistinguibili (come FD) In ogni stato è possibile collocare un numero illimitato di particelle In quanti modi posso collocare N palline in g stati? g =12 N =16 Il problema equivale a permutare N palline e g -1 barriere tra stati Da ridurre per le permutazioni di N particelle e g -1 barriere ( N ) g + 1! ( N ) + g 1 N!( 1) g!! Estendendo a tutti gli E W ( N + g 1) N!( g 1)! D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido BE =!
34 Massimizzazione di W BE 1 Calcoliamo il logaritmo logw BE : ( 1) ( 1) logw = log N + g! log N! log g! BE ( N g 1) log( N g 1) N logn ( g 1) log( g 1) = + + Condizione di massimo vincolato: δ logw BE δn = δn = 0 δu = E δn = 0 logw BE = δn = 0 N D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 34
35 Massimizzazione di W BE 2 Moltiplicatori di Lagrange: logw BE δ logw BE aδ N bδu = a be = 0 δn N Che per l indipendenza dei δn diventa: Quindi: log log W BE a be = 0 N ( 1) N + g logn = a + be g 1 g g N = = a+ be a+ be E e 1 e 1 kt e µ 1 D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 35
36 Fermi-Dirac Passaggio al continuo N = e E g µ kt + 1 g( E) de n( E) de = E µ kt e + 1 Bose-Einstein N = e E g µ kt 1 g( E) de n( E) de = E µ kt e 1 Maxwell-Boltzmann N = g e n( E) de = g( E) dee La distribuzione FD si applica a fermioni (particelle a spin semi-intero, e.g. elettroni), quella di BE ai bosoni (particelle a spin intero) La distribuzione di MB/semiclassica si usa come limite di FD e BE per E>>µ D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido E µ kt E µ kt
37 Applicazione: gas di fotoni/fononi L applicazione tipica della statistica di BE è ai gas atomici (elio) Più in generale si può applicare ad ogni particella (o quasi particella) dotata di spin intero fotone (quanto di radiazione elettromagnetica) e fonone (quanto di vibrazione reticolare in un cristallo) In entrambi i casi (fotone/fonone) è necessario introdurre una modifica: sia i fotoni sia i fononi non si conservano, ma possono essere creati o distrutti il vincolo δn=0 viene meno, quindi µ=akt=0 D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 37
38 Densità di energia nella cavità Dalla trattazione di Rayleigh-Jeans, la densità di modi è [m -3 3 ]: 2 ν ν = π ν ν c 2 g( ) d d L energia è legata alla frequenza da, quindi scriviamo dν π Allora la densità di fotoni è: n( E) = g( E) f ( E) = La densità di energia è: E = hν 2 g ( E ) = g ( ν ) = 3 E de h c BE u( E) = Eg( E) f ( E) = π 2 8 E E h c e kt 3 1 8π E 1 BE 3 3 E h c e kt 1 D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido
39 Distribuzioni a confronto 2,5 2 1,5 FD BE MB f [1 1] 1 0, ,2 0,4 0,6 0,8 1 Energia [ev] D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 39
40 Distribuzione di Fermi 1,2 1 0, f [1] 0,6 0,4 0, ,2 0,4 0,6 0,8 1 Energia [ev] La curva impiega circa 5kT per andare dal 90% al 10% alle basse temperature è praticamente un gradino D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 40
41 Conclusioni La densità di portatori in solidi (metalli o semiconduttori/isolanti) all equilibrio richiede di conoscere: Densità di stati. In approssimazione parabolica, la densità in 3D cresce con la radice dell energia. Si adotta un opportuna massa (DOS). Probabilità di occupazione degli stati distribuzione statistica di Fermi Dirac D. Ielmini Elettronica dello Stato Solido 11 41
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