- •Равновесное состояние p—n-перехода2
- •Напряженность электрического поля и распределение потенциалов в резком p-n переходе5
- •Ширина области объёмного заряда резкого p-nперехода6
- •Особенности плавных p-n переходов
- •Прямое смещение р—n-перехода7
- •Случай тонкой базы19
- •Зависимость вольт-амперной характеристики от материала р- и n-областей и температуры27
- •Особенности вольт-амперной характеристики реальных р—n-переходов32
- •Пробой р—n- перехода39
- •Поверхностный пробой56
- •Частотные и импульсные характеристики р—n- переходов57
Лекция № 4-5
Содержание по учебному плану:Контактные явления в полупроводниках. Электронно-дырочный переход. Равновесное состояние p-n перехода. Контактная разность потенциалов. Ширина области объемного заряда. Прямое и обратное смещение р-n перехода.Граничные концентрации носителей в р-n переходе. Инжекция и экстракция носителей. Распределение концентраций неравновесных носителей в р- и n- областях перехода.
Электронно-дырочный переход
Электронно-дырочным переходом или просто р—n-переходом называют контакт двух полупроводников с различным типом проводимости, осуществленный в едином монокристалле полупроводникового материала. Р—n-переходы являются основой большого класса полупроводниковых приборов, применяемых для преобразования и усиления электрических сигналов.
При анализе работы полупроводниковых приборов удобнее измерять энергию не в электронвольтах, а в единицах потенциала — вольтах. Численно эти величины одинаковы. Чтобы перейти от одной размерности к другой, достаточно разделить энергию Еи kTна элементарный заряд q1:
,
где — потенциал, характеризующий энергию. Величину
называют температурным потенциалом. При Т=300 К =0,025 В. При замене Е на все приведенные ранее уравнения не изменяют своего смысла.
Равновесное состояние p—n-перехода2
Предположим, что концентрация равновесных носителей в изолированных р- и n-областях, из которых формируется р—n-переход, соответствует рис. 2.1,а. Зонные диаграммы этих областей показаны на рис. 2.1,б. Положение уровня Ферми в каждой изолированной области определяется концентрацией равновесных основных носителей уравнениями (1.12) и (1.13).
Если осуществить контакт этих областей в едином монокристалле полупроводникового материала, т. е. сформировать р—n-переход (рис. 2.2,а), то вследствие градиента концентрации однотипных носителей в пограничном слое начнется их диффузионное движение из одной области в другую. Так как концентрация дырок в области р значительно больше, чем в области п, то дырки диффундируют из р-области в область п. По той же причине электроны стремятся перейти из n-области в область р.
Рис. 2.1. Концентрация носителей в изолированных р- и n-областях (a)и зонные диаграммы изолированных областей (б)
Рис. 2.2. Структура (а) и зонные диаграммы (б) р—n -перехода в равновесном состоянии
Диффузия основных носителей нарушает в пограничных слоях равновесную компенсацию зарядов неподвижных ионов примеси зарядами подвижных носителей, и на границе р- и n-областей образуется двойная область объемного заряда, обусловленная отрицательными ионами акцепторов в области р и положительными ионами донорной примеси в области n (рис. 2.2,а). Объемный заряд приводит к появлению в приконтактной области электрического поля Е, которое препятствует дальнейшей диффузии основных носителей и одновременно вызывает встречный дрейфовый поток неосновных носителей. При равновесном состоянии р—n-перехода, в отсутствие внешнего напряжения, дрейфовый поток в точности компенсирует диффузионный поток носителей, и суммарный ток через переход равен нулю (рис. 2.2).
Под действием сил электрического поля в области объемного заряда р—n -перехода происходит искривление энергетических зон (рис. 2.2,б), что способствует установлению общего уровня Ферми для всего перехода в целом. Положение уровня Ферми в любой системе, находящейся в равновесном состоянии, должно быть одинаковым. В результате искривления электрическим полем энергетических зон на границе раздела р- и n -областей появляется потенциальный барьер, высота которого характеризуется контактной разностью потенциалов (рис. 2.2,б).
Из сравнения рис. 2.1,б и 2.2,б следует, что величина контактной разности потенциалов равна разности положений уровней Ферми в исходных полупроводниках n- и р – типа:
(2.1)
Из закона действующих масс для области п следует:
Подставляя это значение пп0в уравнение (2.1), получаем3
Если применить закон действующих масс для области р, то получим аналогичное уравнение:
. (2.2)
То есть высота потенциального барьера р—n-перехода в равновесном состоянии определяется соотношением концентрации однотипных носителей на границе перехода. Следовательно, зависит от степени легирования р- иn-областей. Например, повышение степени легирования приводит к увеличению концентрации основных носителей (например, в области п) и к уменьшению концентрации неосновных носителей( в области р), вследствие чего возрастает.
Предельную величину можно определить из (2.1), учитывая, что при не очень низких температурах , .Тогда
(2.3)
При , см-3 , т.е. стремится к ширине запрещенной зоны. Это является следствием того, что с повышением степени легирования уровни Ферми в р- и n-областях приближаются к краям соответствующих зон. Следовательно, для Ge В, для Si В и т. д. В реальных переходах с более низкой степенью легирования имеет меньшую величину4. Однако при прочих равных условиях больше в том переходе, который изготовлениз материала с большей шириной запрещенной зоны .Этотвывод непосредственно следует из (2.3).
Из (2.3) также следует, что с ростом температуры уменьшается примерно по линейному закону. Это объясняется тем, что с увеличением температуры концентрация основных носителей меняется слабо, а концентрация неосновных носителей растет по экспоненциальному закону. При высоких температурах, близких к критической температуре полупроводника, примесные полупроводники превращаются в собственные, уровни Ферми в р- и n- областях сравниваются, , переход исчезает.
В равновесном состоянии кристалл р—nперехода в целом электрически нейтрален. Поэтому суммарный заряд нескомпенсированных отрицательных ионов акцепторов в области объемного заряда равен суммарному заряду нескомпенсированных положительных ионов доноров. Ширина области объемного заряда (Часто ее называют просто шириной р—n-перехода) определяется степенью легирования р- и n-областей. Причем, чем больше степень легирования, тем уже область объемного заряда. Это связано с тем, что эта область создается неподвижными ионами примеси. Поэтому, чем больше концентрация примеси, тем меньше расстояние между атомами, а следовательно, и между ионами примеси. Большая плотность ионов определяет меньший объем, занимаемый зарядом. В равновесном состоянии ширина перехода обозначается через .
Для переходов со ступенчатым изменением концентрации примеси на границе раздела р- и n-областей (такие переходы называют резкими р—n-переходами) ширина области объемного заряда в равновесном состоянии определяется уравнением
(2.4.а)
Если переход характеризуется плавным распределением примеси, например линейным,
,
то ширина области объемного заряда определяется уравнением
. (2.4,б)
В несимметричных переходах с резко различной концентрацией примеси равные заряды нескомпенсированных ионов примеси в р- и n- областях будут занимать соответственно различные объемы. Если например, , то
т. е. в несимметричном переходе ширина р—n- перехода определяется в основном протяженностью той области, степень легирования которой меньше.