79

Глава 2. Диоды

Полупроводниковый диод – это прибор с одним выпрямляющим электронно-дырочным переходом (p-n-переходом) и двумя внешними выводами, в котором используется то или иное свойство выпрямляющего перехода.

Р-n-переход выступает как важнейший элемент не только диодов, но и многочисленных структур полупроводниковой электроники, определяющий их разнообразные свойства и характеристики.

2.1. Образование и свойства р-n-перехода

2.1.1. Р-n-переход в отсутствие внешних напряжений

Полупроводниковые материалы, используемые для производства приборов (диодов, транзисторов, тиристоров и т.п.) имеют примеси (легируются донорами или акцепторами) в таком количестве, что при естественных температурах их работа реализуется в области участка проводимости при полном истощении примесей (рис. 1.2, участок II). При комнатной температуре концентрация основных носителей, например, в кремнии, однозначно определяется концентраций примесей (степенью легирования), например, р_р = N_A = 10²², а n_n = N_д = 10²⁰ м^3. Концентрация неосновных носителей может быть определена с учетом закона действующих масс (1.7), как показано выше: n_p = 10¹⁰ м^3 и p_n = 10¹² м^3.

Электронно-дырочным переходом (p-n–переходом) называется полупроводниковая структура, располагаемая на границе двух слоев, один из которых обладает дырочной (p), а другой электронной (n) проводимостью (рис. 2.1, а). Подобная двухслойная p-n-структура создается введением в один из объемов (слоев) монокристалла акцепторной примеси, а в другой – донорной примеси. Назовем технологической границей сечение полупроводника при Х = 0. Именно вблизи этой границы, как границы раздела двух сред, создается область объемного заряда толщиной l₀, называемая p-n-переходом.

Заметим, что обе части двухслойной структуры изначально электронейтральны во всех точках объема.

Суммарная ширина области объемного заряда l₀ (рис. 2.3, а), ширина l_n в n-области и ширина l_р в р-области связаны соотношениями [4], [21]:

l ₀ = l_n + l_p,

l_n/l_р = N_А/N_Д, (2.1)

l₀ = 2_o(N_А+ N_Д)/eN_АN_Д,

где  = (₀  U) - разность потенциалов на между точками объема на границах l_n и l_р с учетом приложенного напряжения U ( при прямом, + при обратном смещении), ₀  контактная разность потенциалов в равновесии,  – диэлектрическая проницаемость полупроводника, ₀  электрическая постоянная.

Рис. 2.1. Образование p-n-перехода и его характеристики

Таким образом, путем различного легирования (изменения концентрации доноров и акцепторов в разных частях структуры) можно изменять не только ширину l₀, но и соотношение между l_n и l_р. Например, увеличивая концентрацию акцепторов N_А в p-области, мы не только уменьшаем общую ширину l₀ за счет уменьшения l_p, но и добиваемся того, что при N_А >>N_Д p-n-переход главным образом располагается в n-области, т.к. l_p << l_n.

Область p-n-перехода, формируемая на границе раздела, разделяет друг от друга две структуры с резко различными концентрациями основных носителей. Поэтому в данной области возникает градиент концентрации dp_p/dX и dn_n/dХ основных носителей заряда (рис. 2.1, б). Это приводит к возникновению диффузионных потоков (в) основных носителей: дырки из объема области pтипа, где концентрация их велика (p_p - концентрация основных носителей в р-области), переходят (диффундируют) в область n, где их концентрация мала (концентрация p_n неосновных носителей в n-области), а электроны из объема области nтипа, где концентрация их велика n_n, диффундируют в объем области pтипа, где их концентрация мала n_p (в). Именно диффузионные потоки, обусловленные наличием градиента концентраций, создают суммарный диффузионный ток плотностью J_диф, направленный по оси Х.

Особо подчеркнем, что в объеме области n-типа те дырки, которые попали сюда диффузионным путем из области p-типа, по мере своей диффузии в объем n-области, рекомбинируют с многочисленными электронами и исчезают.

Аналогично, в объеме области pтипа, электроны, которые перешли p-n-переход диффузионным путем (влево), исчезают, постепенно рекомбинируя с дырками как основными носителями в р-области.

К чему приводит уход хотя бы одной дырки из p-области в n-область? Т.к. дырка диффундирует от технологической границы, то в месте ее ухода остается неподвижный нескомпенсированный ион акцептора. Другими словами, около технологической границы нарушается электронейтральность объема.

Именно поэтому диффузия дырок из приграничной области объема р-типа (слева) приводит к появлению вблизи технологической границы (рис. 2.1, г,) электрически нескомпенсированных неподвижных ионов акцепторов с плотностью заряда ^. По аналогичной причине (за счет диффузии электронов) вблизи технологической границы (справа) образуется электрически нескомпенсированный неподвижный положительный заряд ионов доноровс плотностью заряда ⁺. Заметим, что за счет электронейтральности p-n-перехода должно выполняться условие: ⁺l_n = ^l_p.

Говорится, что на границе полупроводниковых слоев p-nтипа возникает объемный электрический заряд (двойной электрический слой), играющий важнейшую роль в работе полупроводниковых приборов.

Этот двойной электрический слой является ответственным за образование конденсатора с барьерной емкостью С_б перехода. Формально можно считать, что на границе возник конденсатор, на котором накапливается заряд, причем емкость С_б этого конденсатора изменяет свою величину в зависимости от размеров барьерного слоя: чем больше ширина l₀, тем меньше С_б. С учетом вышесказанного, очевидно, что увеличение степени легирования (увеличение концентрации доноров и акцепторов) приводит к уменьшению l₀, и, следовательно, к увеличению значения барьерной емкости.

За счет образовавшегося объемного заряда (слева , справа +) в p-n-переходе создается электрическое поле, напряженностью Е, называемое внутренним полем, вектор которого направлен от слоя положительных ионов доноров к слою отрицательных ионов акцепторов (рис. 2.1, д).

Другими словами, можно сказать, что электронно-дырочный переход (р-n-переход) – это переходный слой между двумя областями полупроводника с разным типом электропроводности, в котором существует электрическое поле, образовавшееся за счет того, что часть основных носителей заряда диффузионным путем перешло технологическую границу.

Неподвижные заряды ионов в области двойного электрического поля обуславливают появление контактной разности потенциалов ₀ между точками объема с координатами l_p и l_n, как границами p-n-перехода (рис. 2.1, е). Примем, что, например, потенциал _к контакта катода (К) на n-области равен нулю. Тогда в объеме n-области потенциал постоянный (из-за полной электронейтральности материала). В области собственно p-n-перехода потенциал уменьшается на ₀ по мере перехода от слоя + ионов доноров к слою  ионов акцепторов. В объеме электрически нейтрального полупроводника р-типа вплоть до контакта катода (А) потенциал вновь остается постоянным

Зададимся вопросом, почему все дырки из p-области не диффундируют в n-область, и, наоборот, почему все электроны из n-области не диффундируют в p-область?

Оказывается, возникающие электрическое поле E и разность потенциалов ₀ создают новые потоки, а именно, дрейфовые потоки неосновных носителей, которые направлены навстречу диффузионным потокам (рис. 2.1, в).

Именно для неосновных носителей заряда возникающее поле и разность потенциалов являются ускоряющими. Поэтому неосновные носители заряда  электроны из области pтипа (их концентрация n_p) перемещаются (дрейфуют) в объем n-области, а неосновные носители заряда  дырки из области объема nобласти (их концентрация p_n) дрейфуют в объем области pтипа. Эти два потока неосновных носителей создают дрейфовый ток плотностью J_др (рис. 2.1, в), направленный в данном примере влево.

В установившемся режиме при отсутствии внешних потенциалов между А и К ток диффузии и ток дрейфа равны, но противоположны по знаку, и поэтому суммарная плотность тока через кристалл полупроводника равна нулю:

J= J_диф + J_др = 0. (2.2)

Равенство составляющих плотности тока (|J_диф| = |J_др|) обеспечивается установлением соответствующей величины потенциального барьера ₀ в p-n-переходе.

Именно потенциальный барьер ₀ не позволяет всем основным носителям перейти из одной области кристалла в другую, и только основные носители с достаточно большой энергией могут диффузионным путем преодолеть его.

Величина потенциального барьера ₀ в равновесии зависит от отношения концентраций основных и неосновных носителей заряда в разных частях структуры, и определяется соотношением [4]:

₀ = _тln(p_p/p_n) = _тln(n_n/n_p), В, (2.3)

где _т = kT/e – тепловой потенциал; е – заряд электрона.

При комнатной температуре для германия ₀ = (0,3…0,6) В, а для кремния  ₀ = 0,7…0,8 В при различных степенях легирования. Сравнивая свойства германиевой и кремниевой структур, сделать вывод, что при одинаковой температуре кристалла и одинаковых концентрациях внесенных примесей различие в значениях ₀ объясняется большей величиной ∆Е_з у кремния и, соответственно, меньшей концентрацией неосновных носителей заряда.

С учетом (2.3) можно показать, что по мере увеличения степени легирования (увеличения концентрации примесей в p- и n-слоях кристалла) предельное значение ₀ в германии и кремнии стремится к значению, равному отношению ширины запрещенной зоны E_з к заряду электрона [4]:

_0пр = E_з/е, В. (2.4)

Другими словами, предельное значение _0пр в кремниевом p-n-переходе не превышает значения 1,12 В. Этот вывод имеет важное значение для анализа работы диодов и других приборов.