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8. Semicondutores
8.1 – História dos semicondutores
“ One shouldn’t work on semiconductors, that is a filthy mess; who knows
whether any semiconductors exist! ”
A frase é de Wolfgang Pauli, no ano de 1931, em uma carta para Rudolf Peierls.
Ela ilustra bem a situação da física de semicondutores naquela época, quando não havia
ainda amostras com qualidade suficiente para que resultados reprodutíveis pudessem
ser sistematizados dentro de um arcabouço teórico convincente.
É curioso analisar o contraste entre a situação daquela época e a situação atual,
em que a física de semicondutores é responsável por alguns dos resultados mais
espetaculares da Física, tanto básica quanto aplicada. Podemos citar dois exemplos
emblemáticos. Na área de Física Aplicada, a descoberta em 1947 do transistor e o
desenvolvimento subsequente dos circuitos integrados - e sua miniaturização crescente
- pavimentaram a sociedade da informação em que vivemos hoje em dia. Já na área de
Física Básica podemos mencionar os experimentos fundamentais em semicondutores a
baixas temperaturas e campos magnéticos que permitiram a descoberta do efeito Hall
quântico, por exemplo.
Os estudos das propriedades de condução elétrica dos diversos materiais, desde
o século XVIII, já apontavam a existências de “materiais de natureza semicondutora”,
como observou Alessandro Volta. Tais materiais apresentavam condutividade
intermediária entre os metais (bons condutores) e os isolantes (maus condutores). A
propósito, a resistividade (inverso da condutividade) é uma das grandezas físicas cuja
variação pode ser medida nas maiores faixas de magnitude, desde 10
Ω.cm para os
metais típicos até 10
22
Ω.cm para os isolantes. Os semicondutores ocupam uma faixa
intermediária importante neste espectro, principalmente porque sua condutividade pode
ser sintonizada pela adição criteriosa de impurezas (dopantes) e pela temperatura, como
veremos neste Capítulo.
Já no século XIX, Michael Faraday percebeu que os semicondutores
apresentavam comportamento distinto dos metais no que se refere à dependência da
condutividade com a temperatura. Enquanto a condutividade diminui com o aumento
da temperatura para os metais, ela aumenta para os semicondutores. Esta talvez seja
uma das assinaturas experimentais mais caraterísticas dos semicondutores, como
explicaremos neste Capítulo. A Fig. 8.1 mostra os dados de J. W. Hittorf (1851), que
ilustram este resultado para o Ag 2
S e o Cu 2
S. Note que a escala logarítmica no eixo
vertical e o ajuste dos dados por uma reta indica uma lei do tipo 𝜎
−Δ𝐸 𝑘
𝐵
⁄ 𝑇
, ou
seja, um processo termicamente ativado, com barreira de energia Δ E. Entenderemos
este resultado na Seção 8. 2.
Figura 8.1 – Dados de J. W. Hittorf (1851) indicando condutividade ativada termicamente em
semicondutores. Fonte: “Early history of the physics and chemistry of semiconductors - from doubts to
fact in a hundred years”, G. Busch, Eur. J. of Phys. 10, 254 (1989).
O que provavelmente motivou o comentário de Pauli, com o qual ilustramos o
início deste capítulo, foi a enorme quantidade de resultados experimentais de medidas
de condutividade, aparentemente contraditórios, que já eram disponíveis na década de
- A Fig. 8.2 mostra uma coletânea de dados em 1924, indicando valores de
condutividade para o Cu 2
O que variam por diversas ordens de magnitude para a mesma
temperatura! Como sabemos hoje, isso se deve à presença não controlada de impurezas
que, como veremos a seguir, podem modificar de forma drástica a condutividade dos
semicondutores.
Figura 8. 2 – Coletânea de medidas de condutividade em Cu 2
O, realizada em 1924. Fonte: “Early history
of the physics and chemistry of semiconductors - from doubts to fact in a hundred years”, G. Busch, Eur.
J. of Phys. 10, 254 (1989).
as dimensões dos padrões geométricos dos transistores estão se aproximando das
distâncias interatômicas, quando então não se espera que a arquitetura atual dos
transistores funcione mais. No entanto, a indústria tem conseguido, a partir de diversas
ideias engenhosas, estender o desenvolvimento do poder computacional previsto pela
Lei de Moore até os dias de hoje. Mais recentemente, um dos mecanismos para isso
tem sido estender de 2D para 3D a arquitetura dos chips.
8.2 – Propriedades eletrônicas
Em relação à sua estrutura cristalina , os semicondutores mais tradicionais e
de uso mais comum na indústria são aqueles que se cristalizam na estrutura do
diamante (como silício e germânio) ou zincblende (como o GaAs e outros compostos
III-V), como já discutimos no Capítulo 3. Desta forma, a Rede de Bravais é fcc. A forma
predominante de coesão cristalina nestes materiais é a ligação covalente, em que cada
átomo está no centro de um tetraedro formado por seus quatro primeiros vizinhos,
fazendo portanto quatro ligações covalentes com eles. No caso dos compostos III-V, a
ligação é também parcialmente iônica, como vimos no Capítulo 2.
Figura 8.4 – Estrutura de bandas do Si (à esquerda) e do GaAs (à direita). Em vermelho estão indicados
os gaps de energia em cada caso.
A Fig. 8.4 mostra a estrutura de bandas do Si e do GaAs. As linhas vermelhas
delimitam os gaps de energia em cada caso. Semicondutores são isolantes com o gap
pequeno
1
, ou seja, as bandas de valência (abaixo do gap) estão totalmente ocupadas por
elétrons, enquanto que as bandas de condução (acima do gap) estão totalmente vazias.
Desta forma, semicondutores devem ter condutividade nula à temperatura zero. O que
os torna interessante para as aplicações em eletrônica é o fato de que a condutividade
pode ser sintonizada em uma ampla faixa pelo controle de impurezas e da temperatura,
como veremos mais adiante. A Fig. 8.4 também introduz uma distinção importante
entre dois tipos de semicondutores, aqueles de gap direto , ou seja, onde o topo da banda
de valência e o fundo da banda de condução ocorrem no mesmo vetor de onda k – no
exemplo mostrado na Fig. 8.4, o GaAs, isto ocorre no ponto Γ – e aqueles de gap
indireto , em que o topo da banda de valência e o fundo da banda de condução ocorrem
1
Não há uma definição precisa quanto a isso, mas materiais com gaps da ordem de 2 eV ou menores
são considerados semicondutores.
em pontos k distintos (como é o caso do Si). A distinção entre semicondutores de gap
direto e indireto é muito importante para o estudo das propriedades óticas, como
veremos mais adiante. A Tabela 8.1 mostra o gap de alguns semicondutores, indicando
também se o gap é direto ou indireto.
Tabela 8.1 – Propriedades do gap de energia de alguns materiais semicondutores.
Vamos recordar a fórmula da condutividade no modelo de Drude, que
estudamos no Capítulo 6, 𝜎 𝐷
2
∗
(onde m
é a massa efetiva dos portadores de
carga, que podem ser elétrons ou buracos). No caso de metais, a dependência da
condutividade com a temperatura era determinada principalmente pelo tempo de
relaxação τ, que típicamente diminui com o aumento da temperatura, causando a
diminuição da condutividade com a temperatura que se observa nos metais. No caso
dos semicondutores, o principal fator que causa dependência de condutividade com a
temperatura não é o tempo de relaxação, mas sim a densidade de portadores n , que
poderá ser alterada não apenas pela temperatura, mas também por impurezas.
Vejamos como isto acontece, de forma qualitativa, na Fig. 8.5. A figura ilustra
a estrutura de bandas do Si (à direita) e a distribuição de Fermi-Dirac (à esquerda). À
temperatura finita, existe probabilidade não-nula de que estados no fundo da banda de
condução sejam ocupados por elétrons, que são promovidos termicamente a partir da
banda de valência, ali deixando uma certa população de buracos. Tanto os elétrons na
banda de condução como os buracos na banda de valência podem conduzir eletricidade,
pois temos agora uma situação com duas bandas com preenchimento parcial.
Combinando (8.3) e (8.4), podemos calcular o produto das densidades de elétrons e
buracos em um semicondutor intrínseco:
𝑘
𝐵
𝑇
2 𝜋ℏ
2
3
𝑒
𝑏
3 2
⁄
−𝐸
𝑔
𝑘
𝐵
⁄ 𝑇
onde 𝐸 𝑔
𝑐
𝑣
é a energia do gap. A Eq. (8.5) é conhecida como “lei de ação das
massas” e também é válida para semicondutores extrínsecos. Ela mostra que o produto
np é independente do potencial químico (que pode ser modificado pela dopagem
química ou eletrostática).
Em um semicondutor intrínseco, as densidades de elétrons e buracos são iguais
( n = p ), pois necessariamente a excitação térmica de um elétron para banda de condução
deixa um buraco na banda de valência. Desta forma,
𝑘
𝐵
𝑇
2 𝜋ℏ
2
3 ⁄ 2
𝑒
𝑏
3 4
⁄
−𝐸
𝑔
2 𝑘
𝐵
⁄ 𝑇
A Eq. (8.5) explica os resultados mostrados nas Figuras 8.1 e 8.2, em que densidade de
portadores de carga (e, portanto, a condutividade) apresenta comportamento
termicamente ativado. A Figura 8.6 também ilustra este comportamento. Note que,
quanto maior a energia do gap, mais rápida é a queda da densidade de portadores com
a diminuição da temperatura.
Figura 8.6 – Densidade de portadores em semicondutores intrínsecos, como função da temperatura. Os
gaps do Ge, Si e GaAs são, respectivamente, 0,74 eV, 1,17 eV e 1,52 eV.
Impondo a igualdade entre n e p para semicondutores intrínsecos e usando as
Eqs. (8.3) e (8.4), podemos obter o potencial químico como função da temperatura.
Depois de alguma álgebra, obtemos:
𝑣
1
2
𝑔
3
4
𝐵
𝑇 ln (
𝑚
𝑏
𝑚
𝑒
Este resultado mostra que, para baixas temperaturas, o potencial químico permanece
sempre em torno do centro do gap, como ilustrado na Fig. 8.5. De fato, ele apenas se
desvia substancialmente do centro do gap para temperaturas mais altas se as massas
efetivas de elétron e buraco forem substancialmente distintas.
8.3 – Propriedades óticas e éxcitons
Em um semicondutor de gap direto, as propriedades óticas são claramente
determinadas pela magnitude do gap. Em uma visão simplificada, como mostra o painel
à esquerda da Fig. 8.7, um semicondutor será transparente para fótons com energia
menor que a do gap, e apenas para fótons com energia maior do que esta haverá
absorção de luz, a partir da promoção de elétrons da banda de valência para a banda de
condução. O painel à direita da mesma figura mostra o coeficiente de absorção de luz
do GaAs para várias temperaturas. De fato, como esperado, a absorção aumenta
abruptamente a partir de um certo valor de energia, que identificamos como sendo
aproximadamente a energia do gap (note que o gap aumenta com a redução da
temperatura, um efeito que não pretendemos descrever aqui).
Figura 8.7 – À esquerda, indicamos a criação de um par elétron-buraco a partir da absorção de um fóton.
À direita, mostramos o coneficiente de absorção do GaAs para diferentes valores de temperatura. O pico
estreito que surge a baixas temperaturas é devido aos éxcitons.
A transição ótica ilustrada na Fig. 8.7 é conhecida como “transição banda-a-
banda” (da banda de valência para a banda de condução) e é, para todos os efeitos
práticos, “vertical”, ou seja o momento cristalino ou vetor de onda do elétron não é
alterado de forma substancial. De fato, ocorre conservação do momento cristalino neste
processo, de modo que o momento linear do fóton absorvido é transmitido para o
momento cristalino do elétron, o que implica em que k fóton
= Δ k e
. No entanto, para
valores típicos da energia do fóton (~1 eV), seu vetor de onda é da ordem de k fóton
6
m
- 1 . Por outro lado, as dimensões típicas da 1ª Zona de Brillouin são da ordem do
inverso do parâmetro de rede, ou seja, Δ k ZB
≈ 1/ a ≈ 10
10
m
- 1 . Desta forma, conclui-se
que a variação do vetor de onda do elétron é desprezível se comparada às dimensões da
1ª Zona de Brillouin, ou seja, podemos considerar que a transição ótica é praticamente
“vertical”. Isto ocorre tanto para absorção como para emissão de luz.
O que deve ocorrer em um material de gap indireto? Isto está ilustrado
esquematicamente na Fig. 8.8. Considere a situação ilustrada na figura, ou seja, o
material tem um “gap mínimo” E g
, enquanto que a diferença de energias entre as bandas
de valência e condução para o vetor de onda correspondente ao topo da banda de
valência é E 0
, com E 0
> E
g
. Pelo argumento desenvolvido acima, só haverá absorção
eletrostática e formar um par ligado, de forma análoga a um átomo de hidrogênio
2
. A
este par elétron-buraco correlacionado, chama-se éxciton.
Figura 8.9 – Dois modelos para éxcitons, em duas situações extremas: éxcitons de Mott-Wanner (mais
estendidos) e éxcitons de Frenkel (mais localizados).
Os dois modelos teóricos mais comuns para os éxcitons estão ilustrados na Fig.
8.9, e se referem a duas situações extremas da localização espacial relativa entre elétron
e buraco. Se o par elétron-buraco é pouco localizado, de modo que a distância média
entre eles é muito maior que o parâmetro de rede, considera-se o modelo de Mott-
Wannier. No extremo oposto, em que o par é bastante localizado, como se fosse uma
excitação atômica que pode viajar pelo cristal através de “saltos”, temos os éxcitons de
Frenkel.
Vamos analisar em mais detalhe o modelo de Mott-Wannier, que é mais
adequado para os semicondutores inorgânicos (mais tradicionais) e no qual a analogia
com o átomo de hidrogênio pode ser utilizada. Lembrando dos níveis de energia do
átomo de H (no S.I.):
𝑛
𝑚𝑒
4
2
( 4 𝜋𝜖 0
)
2
ℏ
2
𝑛
2
13 , 6 eV
𝑛
2
onde n é o número quântico principal e m é a massa do elétron livre. Para nossa
discussão subsequente, será também útil analisar a expressão para o raio de Bohr :
0
4 𝜋𝜖 0
ℏ
2
𝑚𝑒
2
= 0 , 529 Å , (8.9)
que mede o raio típico do átomo de H no estado fundamental. Para adaptarmos as
expressões (8.8) e (8.9) para o problema excitônico, temos que fazer duas modificações.
A primeira envolve substituir a massa do elétron pela massa reduzida μ do par elétron-
buraco (𝜇
− 1
𝑒
− 1
𝑏
− 1
), onde m e
e m b
são as massas efetivas da banda de condução
e valência, respectivamente. A segunda modificação envolve blindar a interação
eletrostática pela constante dielétrica macroscópica 𝜖 (em unidades de 𝜖 0
) do material.
Com estas duas modificações, a energia do estado fundamental do éxciton (em relação
ao elétron e buraco livres) é:
𝑒𝑥𝑐
𝜇
𝑚
1
𝜖
2
× ( 13 , 6 eV). (8.10)
2
A analogia mais precisa seria em relação ao positrônio, o par ligado entre um elétron e sua anti-
partícula, o pósitron.
O negativo deste valor é a energia de ligação do éxciton, ou seja, a energia necessária
para dissociar o par elétron-buraco. Já o raio do éxciton torna-se:
𝑒𝑥𝑐
𝑚
𝜇
𝜖 × ( 0 , 529 Å) (8.11)
A Tabela 8.2 mostra valores de massa efetiva e constante dielétrica para alguns
semicondutores. Tipicamente, 𝜖 ∼ 10 e as massas efetivas são menores do que a massa
do elétron por um fator entre 0,01 e 0,1. Isto faz com que as energias de ligação de
éxcitons sejam na faixa de alguns meV, ou seja, muito menores do que a do átomo de
H e comparáveis com a energia térmica à temperatura ambiente. É por este motivo que
os picos excitônicos no espectro de absorção dos semicondutores são mais perceptíveis
apenas a temperaturas baixas. Com relação ao raio do éxciton, a partir da equação (8.11)
obtemos valores na ordem de 10
2
Å, de fato muito maiores do que as distâncias
interatômicas típicas, o que justifica ( a posteriori ) a abordagem de Mott-Wannier
(incluindo o uso da constante dielétrica macroscópica do material para blindar a
interação eletrostática).
8.4 – Impurezas doadoras e aceitadoras
Possivelmente, a característica mais importante dos semicondutores, no que diz
respeito ao seu uso nas mais diversas aplicações, seja a possibilidade de dopá-los, ou
seja, alterar sua condutividade de maneira drástica pela adição controlada de uma
pequena quantidade de impurezas. Impurezas substitucionais são um tipo de “defeito”
na estrutura cristalina em que um átomo do cristal é substituído por outro. No caso dos
semicondutores, como veremos a seguir, o caso mais interessante ocorre quando o
átomo substituinte tem valência distinta, ou seja, pertence a outra coluna da Tabela
Periódica (contendo portanto um número distinto de elétrons de valência).
A adição de dopantes altera de maneira drástica a condutividade dos
semicondutores. Por exemplo, adicionando-se apenas 1 átomo de B (grupo III) para
cada 10
5
átomos de Si (grupo IV), ou seja, concentração atômica de 0, 00 1%, é possível
aumentar a conduitividade do Si a temperatura ambiente por um fator 1000! A Fig. 8.
ilustra este efeito de forma quantitativa: podemos observar as curvas de resistividade
como função da temperatura em Ge (grupo IV) dopado com Sb (grupo V), para várias
concentrações da impureza. Note a enorme faixa de variação da resistividade que pode
ser obtida a partir da dopagem.
este tipo de impureza é também chamada de “hidrogenóide”. Desta forma, a baixas
temperaturas, o elétron permanece preso à impureza mas, como veremos a seguir, a
energia de ligação é pequena, de modo que mesmo à temperatura ambiente a energia
térmica será suficiente para “ionizar” a impureza e “doar” o elétron para a banda de
condução, onde poderá participar dos processos de condução elétrica. Por este motivo,
este tipo de impureza também é chamado de “impureza doadora”. A energia de ligação
da impureza doadora está indicada esquematicamente como E D
no painel central da Fig.
Figura 8.11 – Visão esquemática das impurezas doadoras (esquerda) e aceitadores (direita). Note que
desenhamos a estrutura do Si no plano apenas para facilitar a visualização. Como sabemos, a estrutura
correta é tridimensional.
O caso do dopante do grupo III (à direita na Fig. 8.11) é análogo. Há um elétron
a menos e um próton a menos. A ausência do elétron pode ser vista como um buraco
(temos que retirar ou “aceitar” um elétron da banda de valência) que está preso pela
interação Coulombiana ao centro de carga negativa no átomo de B. Estas são as
“impurezas aceitadoras” e seus níveis de energia ficam um pouco acima da banda de
valência, como indicado na Fig. 8.11 ( E A
Tabela 8.3 – Energia de ligação do elétron em impurezas doadoras. As três primeiras colunas mostram
valores experimentais, enquanto que a última coluna mostra o resultado da teoria de massa efetiva.
Para calcularmos a energia de ligação do elétron, podemos proceder de forma
muito semelhante ao que fizemos no caso do éxciton, ou seja, por analogia com o átomo
de H e fazendo as modificações necessárias nas equações (8.8) e (8.9). As fórmulas
ficam quase idênticas às (8.10) e (8.11) e não vamos repetí-las aqui. A única diferença
é que temos que usar as massas efetivas de elétron ou buraco (dependendo se estamos
analisando doadores ou aceitadores) em lugar da massa reduzida do éxciton. Este tipo
de abordagem é também conhecido como teoria de massa efetiva para impurezas. A
Tabela 8.3 mostra as energias de ligação de alguns doadores (P, As e Sb) em cristais de
Si e Ge. Note que este modelo teórico descrito aqui é bastante simples e não leva em
conta a natureza química específica da impureza, enquanto que as medidas
experimentais mostram variações neste sentido. Obviamente, existem modelos mais
sofisticados, mas vão além das necessidades deste curso. Reparem ainda os valores
pequenos das energias de ligação, o que faz com que estes estados eletrônicos sejam
também denominados “rasos” (pois ficam próximos das bandas de valência ou
condução).
Assim como nos casos dos éxcitons, o raio de Bohr destes “átomos de
hidrogênio” efetivos estão na faixa de dezenas ou centenas de angstroms. A Fig. 8.
mostra o resultado de um cálculo “tight-binding” da densidade eletrônica (|𝜓|
2
associada à função de onda do estado ligado à impureza. Note que o elétron se estende
por distâncias muito maiores que o parâmetro de rede, mas, superimposta à função
envelope aproximadamente exponencial que descreve o elétron, notam-se as oscilações
de curto comprimento de onda associadas à parte periódica das funções de Bloch.
Figura 8.12 – Função de onda ao quadrado do elétron ligado a uma impureza doadora em um cristal da
GaAs. Trata-se de um cálculo “tight-binding” com 10
6
átomos.
8.5 – Junção pn e dispositivos semicondutores
Como dissemos, a proximidade em energia entre o fundo da banda de condução
e os níveis eletrônicos doadores faz com que um semicondutor com uma certa
concentração de impurezas doadoras tenha uma densidade n de elétrons na banda de
condução que pode ser substancial. Isto pode ser entendido de forma qualitativa
simplesmente considerando a Eq. (8.3) na condição em que o potencial químico se
posiciona aproximadamente no nível eletrônico da impureza, ou seja, a poucos meV do
fundo da banda de condução. A um semicondutor dopado desta maneira chama-se
semicondutor do tipo- n. É claro que, a uma certa temperatura não nula, haverá
também, por excitação térmica, buracos na banda de valência (como havia no caso dos
semicondutores intrínsecos que analisamos anteriormente), mas eles serão em muito
menor número do que os elétrons, e por isso a eles denominamos portadores
minoritários. Tudo ocorre de forma análoga para as impurezas aceitadoras, que dão
origem aos semicondutores do tipo- p , em que há uma densidade p substancial de
buracos e uma pequena densidade minoritária de elétrons.
camada de depleção, são imediatamente acelerados pela rampa de potencial
para a região n. Note que, ao contrário da corrente de recombinação, a
corrente de geração J ng
não depende da altura da rampa de potencial V. A
corrente de geração representa um fluxo de elétrons da direita para a
esquerda na Fig. 8.13 e, portanto, uma corrente elétrica da esquerda para a
direita.
Como argumentamos, se não houver d.d.p. aplicada, a corrente de geração deve
ser igual à corrente de recombinação (em módulo), ou seja:
𝑛𝑟
𝑛𝑔
onde estamos considerando a situação em que a d.d.p. é nula Δ𝑉 = 0.
Vamos considerar agora o caso de uma d.d.p. aplicada. Por convenção, vamos
considerar Δ𝑉 > 0 a situação de polarização direta , em que a rampa de potencial na
camada de depleção é reduzida de 𝑉 0
para 𝑉
0
− Δ𝑉 (veja a Fig. 8. 1 3) e Δ𝑉 < 0 a
situação de polarização reversa , em que a rampa de potencial é aumentada para 𝑉 −
0
− Δ𝑉. Como vimos, a corrente de geração é independente da voltagem, de modo que
𝑛𝑔
𝑛𝑔
. Por outro lado, a corrente de recombinação é modificada:
𝑛𝑟
−𝑒
( 𝑉
𝑜
−Δ𝑉
) 𝑘
𝐵
⁄ 𝑇
𝑛𝑟
𝑛𝑟
𝑒Δ𝑉 𝑘
𝐵
⁄ 𝑇
𝑛𝑔
𝑒Δ𝑉 𝑘
𝐵
⁄ 𝑇
onde usamos a Eq. (8.12). A corrente total será:
𝑡𝑜𝑡
𝑛𝑟
𝑛𝑔
𝑛𝑟
( 0 )[𝑒
𝑒Δ𝑉 𝑘
𝐵
⁄ 𝑇
− 1 ]. (8.14)
Figura 8.14 – Curva característica I-V da junção pn ou diodo. Na polarização reversa, a partir de uma
voltagem alta, ocorre a disrupção do diodo (“breakdown”), que não chegamos a discutir neste curso.
A Eq. (8.14) é a equação de Shockley, ou equação do diodo ideal. A Fig. 8.
mostra a curva característica I-V da junção pn ou diodo. Note que a junção atua como
um retificador de corrente: o diodo deixa a corrente passar com facilidade na
polarização direta e praticamente não deixa a corrente passar na polarização reversa.
A junção pn é o ponto de partida para o entendimento de outros dispositivos
semicondutores. Vamos discutir brevemente alguns deles. A Fig. 8.15 (esquerda)
mostra como funciona o diodo emissor de luz ou LED. De forma simplificada, é a
mesma estrutura da junção pn (operando em polarização direta), utilizando-se um
material de gap direto. Desta maneira, elétrons e buracos são levados à camada de
depleção e aí ocorre a recombinação com a emissão de luz. O laser de semicondutor
opera de forma semelhante, mas neste caso deve-se otimizar a arquitetura para
promover a emissão estimulada, com o uso de altas dopagens, a fabricação de uma
cavidade ótica e o uso de muitas camadas (heteroestruturas semicondutoras) ao invés
de apenas uma junção.
Figura 8.15 – Funcionamento do diodo emissor de luz (LED).
Também na Fig. 8.15 (direita) ilustramos o funcionamento da célula solar. Seu
comportamento é essencialmente o inverso do LED: quando a luz incide sobre a camada
de depleção, pares elétron-buraco são gerados e são rapidamente acelerados pelo campo
elétrico da camada para regiões opostas da junção, dando origem a uma corrente
elétrica. A Fig. 8.16 mostra a evolução da eficiência das células solares, feitas com
diferentes materiais semicondutores, ao longo do tempo.
Figura 8.16 – Evolução da eficiência das células solares ao longo dos anos.
