Общие сведения о полупроводниках

внешнего напряжения.
В германиевых и кремниевых диодах двухслойная p–n–структура (рис. 1.4, а) создается введением в один из слоев монокристалла акцепторной примеси, а в другой – донорной примеси. При комнатной температуре атомы акцепторов и доноров можно считать полностью ионизированными, т.е. практически все акцепторные атомы присоединяют к себе электроны. Создавая при этом дырки, а донорные атомы отдают свои электроны, которые становятся свободными. Кроме основных носителей заряда в каждом из слоев имеются неосновные носители заряда, создаваемые путем перехода электронов основного материала из валентной зоны в зону свободных уровней.

На практике наибольшее распространение получили p–n–структуры с неодинаковой концентрацией внесенных акцепторной N_аи донорной N_Д примесей, т.е. с неодинаковой концентрации неосновных носителей заряда в слоях p_p» N_а и n_n» N_Д . Типичными бывают структуры с N_а»N_Д (p_p» n_n). Распределение концентраций носителей заряда для таких структур показано на рис. 1.4, б. Концентрация неосновных носителей заряда, существенно меньше концентрации основных носителей заряда.

В p–n–структуре на границе раздела слоев AB возникает разность концентраций одноименных носителей заряда: в одном слое они являются основными носителями, в другом – неосновными. В приграничной области под действием разности концентраций возникает диффузионное движение основных носителей заряда во встречном направлении через границу раздела. Дырки из p–области диффундируют в n–область, электроны из n–области в p–область. Дырки, вошедшие в n–область, рекомбинируют с электронами этой области, а электроны, вошедшие в p–область, – с дырками p–области. В следствие двух факторов (ухода основных носителей заряда из приграничных областей и их рекомбинация с носителями заряда противоположного знака) концентрации основных носителей заряда (p_p и n_n) в обеих приграничных областях, суммарная ширина которых l₀, снижаются (рис. 1.4, б).

Кроме того, снижение концентрации носителей заряда одного знака сопровождается повышением концентрации носителей заряда другого знака. Вследствие этого в приграничной p–области повышается концентрация электронов, а в приграничной n–области – концентрация дырок. Таким образом, становится понятным характер распределения концентрации носителей заряда в p–n–переходе показанной на рис. 1.4, б сплошными линиями.

Важнейшим следствием диффузионного движения носителей заряда через границу раздела слоев является появление в приграничных областях объемных зарядов, создаваемыхионами атомов примесей. Так, при уходе дырок из p–слоя в нем создается нескомпенсированный отрицательный объемный заряд за счет оставшихся ионов акцепторных атомов примеси. Электроны же, ушедшие из n–слоя, оставляют здесь нескомпенсированный положительный объемный заряд, создаваемый положительными ионами донорных атомов примеси. Наличие объемного заряда является главной особенностью p–n–перехода. Кривая распределения объемного заряда в p–n–переходе показана на рис. 1.4, г. Ввиду наличия объемного заряда в p–n–переходе создаются электрическое поле и разность потенциалов.

Кривые E(x) и j(x) показаны на рис. 1.4, д, е (за нулевой принят потенциал n–слоя). Отметим, что рассмотренный процесс формирования p–n–перехода происходит уже на этапе введения в монокристалл акцепторной и донорной примесей.
Толщина слоя объемного заряда l₀ составляет доли микрометров и зависит от концентрации примеси (основных носителей заряда) в p– и n–областях (от удельного сопротивления слоев).объемные заряды по обе стороны границы раздела равны и создаются, как известно, неподвижными ионами примеси. Если бы концентрация акцепторной N_а и донорной N_Д примесей были равны (симметричный p–n–переход), то концентрация отрицательных ионов слева от границы раздела и положительных ионов справа были бы также равны и p–n–переход имел бы одинаковые толщины слоев l_0p и l_0n. В рассматриваемом случае несимметричного p–n–перехода (N_а»N_Д) концентрация неподвижных отрицательных ионов слева от границы раздела AB будет выше концентрации неподвижных отрицательных ионов справа (рис. 1.4, а), в связи с чем равенству объемных зарядов обоих знаков (рис. 1.4, г) здесь будет отвечать условие l_0n» l_0p. Иными словами, p–n–переход толщиной l₀ будет преимущественно сосредоточен в n–области, как в более высокоомном.
Внутреннее электрическое поле, созданное объемными зарядами, является фактором, под действием которого обеспечивается равенство потоков носителей заряда через переход в обоих направлениях, т.е. равенство нулю суммарного тока в отсутствие внешнего электрического поля. Это обуславливается тем что внутреннее электрическое поле с потенциальным барьером j₀ (рис. 1.4, е) создает тормозящее действие для основных и ускоряющее – для неосновных носителей заряда. Таким образом, внутреннее электрическое поле приводит к уменьшению плотности диффузионного тока Ј_диф через переход и появлению встречного ему дрейфового тока плотностью Ј_др.
Диффузионный ток с некоторой плотностью Ј_диф, обусловлен основными носителями заряда (рис. 1.4, в) и направлен вдоль оси х. Он состоит из потока дырок, перемещающихся под действием диффузии из p–области в n–область, и потока электронов, диффундирующих из n–области в p–область.
Дрейфовый ток с некоторой плотностью Ј_др, обусловлен неосновными носителями заряда (рис. 1.4, в) и направлен вдоль оси х. Он состоит из потока дырок (неосновных носителей заряда), перемещающихся под действием внутреннего электрического поля из n–области в p–область, и потока электронов, перемещающихся под действием внутреннего электрического поля из p–области в n–область.

Рис. 1.4 Обозначение p–n–перехода в p–n–структуре полупроводника:

а — р–n–структура полупроводника; б — распределение концентраций носителей заряда; в — составляющие тока в р–n–переходе; г— распределение заряда; д — диаграмма напряженности поля; е — потенциальный барьер в p–n–переходе
Плотность дрейфового тока Ј_др (рис.1.4, в) создается неосновными носителями заряда прилегающих к p–n–переходу слоев с толщиной, равной диффузионной длине: L_n – для электронов p–слоя и L_p – для дырок n–слоя (рис.1.4, а). неосновные носители заряда, совершая тепловое движение в этих слоях, успевают за время своей жизни попасть в область действия электрического поля, увлекаются этим полем и перебрасываются через переход. Таким образом. Плотность дрейфового тока определяется потоками подходящих неосновных носителей заряда из прилегающих к p–n–переходу слоев. Она зависит от концентрации неосновных носителей зарядов слоях и диффузионной длины. Дрейфовый ток имеет направление, противоположное направлению диффузионного тока.

Равенству нулю тока через переход в отсутствие внешнего напряжения соответствует уменьшение диффузионной составляющей тока до величины его дрейфовой составляющей. Равенство составляющих тока Ј_диф=Ј_др создается установлением соответствующей величины потенциального барьера j₀ в p–n–переходе. Величина потенциального барьера j₀(называется также контактной разностью потенциалов ) зависит от соотношения концентраций носителе заряда одного знака по обе стороны перехода и определяется соотношением:

.

Высота потенциального барьера зависит от температуры в виду зависимости от нее теплового потенциала и концентрации неосновных носителей заряда в слоях полупроводниковой структуры. Более сильное влияние температуры на концентрацию неосновных носителей заряда, чем влияние на величину j_Т, приводит к тому, что с ростом температуры высота потенциального барьера уменьшается. При комнатной температуре для германия j₀=0, 3¸ 0, 5 В, а для кремния j₀=0, 6¸ 0, 8 В. Различие в значениях j₀ объясняется большей величиной DW_З в кремнии и, следовательно, меньшей концентрацией неосновных носителей заряда (при одинаковой температуре и одинаковых концентрациях внесенных примесей).

Уход неосновных носителей заряда через p–n–переход из прилегающих к нему слева, казалось бы, должен привести к уменьшению их концентрации с приближением к границе p–n–перехода. Вместе с тем концентрации неосновных носителей заряда в прилегающих к p–n–переходу слоях сохраняются на уровнях p_n и n_p (рис. 1.4, б), так как в условиях динамического равновесия уменьшение неосновных носителей заряда за счет их ухода через p–n–переход будет постоянно восполнятся носителями того же знака за счет их диффузии из противоположных слоев.

Электрические процессы в p–n–переходе при наличии внешнего напряжения
Рассмотрим случай, когда внешнее напряжение подключено к p–n–структуре в прямом направлении, т.е. плюсом источника к выводу p–области, а минусом источника – к выводу n–области (рис.1.5, а). При таком подключении источника, создаваемое им электрическое поле направлено противоположно внутреннему полю в переходе, что приводит к уменьшению результирующего поля в p–n–переходе. Объемный заряд обоих знаков, сосредоточенный по разные стороны границы раздела, будет определяться не только величиной j₀, обусловливаемой, как было показано, диффузионным движением носителей заряда под действием разности их концентраций в приграничных областях, но и внешним напряжением U_a. Если пренебречь падением напряжения в слоях p– и n–структуры, то объемному заряду в переходе будет соответствовать напряжение j₀ – U_a., меньшее, чем при отсутствии внешнего источника. Следовательно, уменьшится и обусловленный напряжением объемный заряд в p–n–переходе. Величина j₀ – U_a. Определяет величину потенциального барьера в p–n–переходе при включении внешнего напряжения в прямом направлении (рис. 1.5, б). Уменьшение объемного заряда (потенциального барьера) проявляется в сужении p–n–перехода, которое происходит в основном за счет n–слоя, как более высокоомного.

Уменьшение потенциального барьера облегчает переход основных носителе заряда под действием диффузии через границу раздела в соседние области, что приводит к увеличению диффузионного тока через p–n–переход (рис. 1.5, в). Указанное явление называют инжекцией носителей заряда через p–n–переход.

Вместе с тем дрейфовый ток через p–n–переход, создаваемый потоками неосновных носителей заряда, подходящих из приграничных слоев толщиной L к p–n–переходу, остается без изменения. Разность диффузионного и дрейфового тока определяет результирующий прямой ток через p–n–переход (прямой ток диода). Плотность прямого тока:

.

С повышением внешнего напряжения диффузионный ток увеличивается (так как уменьшается потенциальный барьер, который способны преодолеть основные носители заряда, обладающие меньшей энергией), в связи с чем возрастает прямой ток через p–n–переход.

Рис. 1.5.

P-n переход при подключении внешнего напряжения в прямом направлении:

а — схема включения; б — потенциальный барьер при прямом напряжении; в — распределение концентраций носителей заряда.
Рассмотрим распределение неравновесных концентраций носителей заряда в прилегающих к p–n–переходу слоях (рис. 1.5, в), создаваемых диффузией носителей через смещенный в прямом направлении p–n–переход. Это важно для лучшего уяснения вида прямой ветви вольт–амперной характеристики диода и представления общей картины протекания тока через диод в цепи с внешним источником.

При прямом смещении p–n–перехода диффузионные составляющие тока существенно превышают дрейфовые составляющие. В связи с этим избыточные концентрации неравновесных носителей заряда в прилегающих к p–n–переходу слоях, создаваемые диффузией носителей тока через p–n–переход, будут значительно превышать снижение концентрации одноименных (неосновных) носителей заряда, создаваемое вследствие их ухода через p–n–переход за счет дрейфа. Иными словами, граничные концентрации электронов n_p(0) и дырок p_n(0), а также распределение концентрации n_p(x) и p_n(x) в прилегающих к переходу слоях (рис.1.5) будут определяться входящими в эти слои в результате диффузии через p–n–переход электронами и дырками.

В несимметричном p–n–переходе концентрация дырок в p–слое на несколько порядков превышает концентрацию электронов в n–слое (p_p» n_n), а для концентраций неосновных носителей заряда характерно обратное соотношение: n_p0»p_n0. Этим объясняется, что в несимметричном переходе граничная концентрация p_n(0)» n_p(0) и ток через p–n–переход создается в основном диффузией дырок из p–слоя в n–слой (дырочной составляющей диффузионного тока). P–слой, осуществляющий эмиссию дырок через p–n–переход, называют эмиттером. Поскольку основой при получении структуры диода обычно служит полупроводниковый материал n–типа, n–слой называют базой.

Непрерывные диффузии дырок через p–n–переход и их рекомбинация с электронами в прилегающем слое базы создают непрерывный приток электронов от отрицательного полюса источника, а следовательно, и ток в рассматриваемом участке цепи. Таким образом, в то время как прямой ток в p–n–переходе определяется диффузионным током дырок, ток в основной части базового слоя и внешнем выводе обуславливается дрейфовым током электронов. В примыкающем к p–n–переходу базовом слое прямой ток равен сумме диффузионного тока электронов. Уменьшение дырочной составляющей тока по мере удаления от границы p–n–перехода объясняется уменьшением градиента концентрации дырок вследствие их рекомбинации с электронами. Описываемое явление обычно наблюдается при относительно большой ширине n–слоя.

Подобные процессы наблюдаются и в слое эмиттера. Избыточная концентрация электронов, созданная в прилегающей к p–n–переходу области под действием диффузии, компенсируется повышением там концентрации дырок (на рис. 1.5, в не показано). Однако для несимметричного p–n–перехода роль электронной составляющей диффузионного тока в общем токе, протекающем через переход, мала. Ее роль несущественна и в токе, протекающем через эмиттерный слой. Ток через эммитерный слой обуславливается в основном дрейфовым током дырок ввиду существующей в этом слое напряженности электрического поля от внешнего источника.
При подключении к p-n переходу источника внешнего напряжения в обратном направлении (рис. 1.6, а) потенциальный барьер возрастает на величину U_b и становится равным j₀₊ U_b (рис. 1.6, в). При этом увеличивается объемный заряд в p–n–переходе и его ширина. Возросший потенциальный барьер затрудняет прохождение через p–n–переход основных носителей заряда, вследствие чего диффузионный ток, создаваемый этими носителями заряда, уменьшается. Дрейфовый же ток, обусловленный концентрациями неосновных носителей заряда по обе стороны перехода (J_др=J_{пр p}+ J_{др n}), можно считать неизменными (рис.1.6, в). однако теперь он будет превышать диффузионный ток. Через p-n переход будет протекать ток в обратном направлении:

.
Приведенная на рис. 1.6. в диаграмма распределения концентраций соответствует обратным напряжениям, превышающим напряжение в точке 1. Она подтверждает неизменность обратного тока на рассматриваемом участке.

В отсутствие инжекции распределение концентраций носителей заряда в прилегающих к p–n–переходу слоях характеризуется уменьшением концентраций неосновных носителей вследствие их ухода через p–n–переход. На границе p–n–перехода для неосновных носителей заряда действует поле p–n–перехода, вследствие чего концентрация там равна нулю. Поскольку в прилегающих к p–n–переходу слоях полупроводник должен оставаться электрически нейтральным. Уменьшение в них концентрации неосновных носителей заряда вызывает аналогичное уменьшение концентрации основных носителей заряда. Однако ввиду существенно большей концентрации носителей заряда это снижение слабо отражается на их значениях (на рис. 1.6, в не показано).

Составляющие дрейфового тока (J_{др n} и J_{др n}) создаются неосновными носителями заряда (дырками и электронами), диффундирующими к границам p–n–перехода из прилегающих к ним слоев.

Рис. 1.6. P-n переход при подключении внешнего напряжения в обратном направлении:

а — схема включения; б — потенциальный барьер при обратом напряжении; в — распределение концентраций носителей заряда: г — обратная ветвь вольт–амперной характеристики
Они определяют по градиентам концентрации неосновных носителей заряда на границах p–n–перехода, т.е. из условия их диффузии в направлении перехода, и не зависят от приложенного напряжения U_b.

Обратный ток, создаваемый неосновными носителями заряда зависит от их концентрации в p– и n–слоях, а также от рабочей поверхности p–n–перехода. Этим объясняется тот факт, что в мощных диодах, имеющих большую площадь p–n–перехода, обратный ток больше чем в маломощных. Поскольку концентрация неосновных носителе заряда является функцией от температуры кристалла, обратный ток диода также зависит от температуры. По этой причине обратный ток иногда называют тепловым. Увеличение обратного тока с ростом температуры подчиняется примерно экспоненциальному закону.

Как известно, концентрация неосновных носителей заряда уменьшается с ростом ширины запрещенной зоны на энергетической диаграмме полупроводника.

Емкость p-n перехода.
Емкость p-n перехода имеет две составляющие – барьерную и диффузионную.

Барьерная емкость объясняется наличием объемных зарядов, образованных ионами, на границе перехода, при увеличении обратного напряжения. При расширении p-n-перехода барьерная емкость уменьшается, аналогично снижается емкость плоского конденсатора при раздвигании пластин.

Диффузионная емкость связана с диффузией основных носителей заряда через переход, т.к. рекомбинация основных носителей заряда, прошедших через p-n-переход происходит не мгновенно, а спустя некоторое время жизни , то на границах p-n-перехода существует неравновесная концентрация электронов и дырок, что придает p-n-переходу емкостные свойства.

Диффузионная емкость составляет сотни, тысячи пикофарад и проявляется при прямом напряжении на диоде.( ). Примерный вид зависимости от приведен на рис. 1.7.

Поскольку , то при прямом напряжении можно учитывать только диффузионную, а при обратном только барьерную емкость. 1.7 Диод. Графическое изображение на принципиальных схемах. ВАХ p-n перехода и ВАХ полупроводникового диода.
Полупроводниковые диоды
Диодами называют двухэлектродные элементы электрической цепи, обладающие односторонней проводимостью тока. В полупроводниковых диодах односторонняя проводимость обуславливается применением структуры, сочетающей в себе два слоя, один из которых обладает дырочной (p), а другой – электронной (n) проводимостью (рис. 1.8, а). Принцип действия полупроводникового диода основывается на специфике процессов, протекающих на границе раздела p– и n–слоев, в так называемом электронно–дырочном переходе (p-n-переходе).

УРОК № 20