2.1.3. Обратное смещение p-n-перехода

Рассмотрим случай, когда источник U_b внешнего напряжения подключен к p-n-переходу в обратном направлении (рис. 2.2, д). В этом случае потенциальный барьер возрастает (е) на величину U_b и согласно (2.1) становится равным (U) =₀ + U_b. При этом увеличивается ширина l(U) > l₀ области объемного заряда в p-n-переходе, и, соответственно, барьерная емкость С_б(U) падает. Возросший потенциальный барьер затрудняет прохождение через p-n-переход основных носителей заряда, вследствие чего диффузионный ток J_диф(U), обусловленный движением этих носителей, уменьшается до нуля по мере возрастания напряжения (рис. 2.2, з, участок 01). Дрейфовый ток, обусловленный движением неосновных носителей заряда по обе стороны перехода, и имеющий две составляющие J_др = J_{др p} + J_{др n}, можно считать неизменным. И хотя он относительно мал, тем не менее, теперь именно этот ток будет превышать диффузионный ток, который уже при незначительных напряжениях практически нулевой, т.к. J_диф(U)  0.

Другими словами, уже при незначительных обратных напряжениях через p-n-переход будет протекать относительно постоянный (з, участок 1-2) малый дрейфовый ток в обратном направлении с плотностью

J_b = J_др – J_диф(U)  J_др. (2.5)

Обратная ветвь ВАХ I_b(U_b) показана на рис. 2.2, з.

Другими словами, при небольших обратных напряжениях наблюдается увеличение обратного тока (от нулевого значения) именно за счет уменьшения диффузионной составляющей тока. Это связано с тем, что при большем обратном напряжении основные носители заряда уже не способны преодолеть возрастающий потенциальный барьер, в связи с чем диффузионный ток J_диф(U) уменьшается до нуля (з, точка 1).

Обратим внимание на то, что величина обратного тока I_b, обусловленного дрейфовым движением неосновных носителей заряда из соответствующих областей, у идеального p-n-перехода не зависит от напряжения U_b, оставаясь постоянной I_b = SJ_b = SJ_др при увеличении обратного напряжения (рис. 2.2, з, участок 1-2).

2.1.4. Вольтамперная характеристика p-n-перехода

Полная вольтамперная характеристика идеального p-n-перехода (рис. 2.2, г, з) может быть выражена уравнением

I(U) = I_s(e^U/т – 1), (2.6)

где _т – тепловой потенциал; I_s = sJ_др = I_обр – ток насыщения (тепловой ток), создаваемый неосновными носителями заряда; J_др – плотность дрейфового тока, обусловленного потоками неосновных носителей заряда; S – площадь p-n-перехода [4], [21]. [27].

В выражении (2.6) принимается, что прямое напряжение выбирается со знаком +, обратное  со знаком .

Согласно выражению (2.6) при U = 0  ток I_a = 0. В случае приложения прямого напряжения (U = +U_a  0) в выражении (2.6) единицей можно пренебречь и зависимость I_a(U_a) будет иметь экспоненциальный характер.

Характеристика (2.6), как указано ниже, описывает зависимость тока от напряжения для диодов со свойствами, близкими к идеальному р-n-переходу. В этом случае для описания прямой ветви вольтамперной характеристики диода можно использовать функцию вида:

U(I) = _т ln(I_a/I_s), (2.7)

т.е. прямое падение напряжения (вплоть до U_а) на диоде пропорционально логарифму его тока.

В случае обратного напряжения (U = U_b  0) в выражении (2.6) можно не учитывать достаточно малую величину e^U/T, и тогда постоянный обратный ток равен: I(U) = I_b = I_обр.

В целом, величина обратного тока, равного I_b = SJ_b = SJ_др, и обусловленного неосновными носителями заряда, зависит от их концентраций в объеме p- и n-слоев, а так же от площади S рабочей поверхности p-n-перехода. Этим ниже объясняется тот факт, что в мощных диодах, имеющих большую площадь p-n-перехода, обратный ток больше, чем в маломощных.

Подчеркнем, что в диапазоне рабочих температур концентрация основных носителей равна концентрации примесей, но поскольку с учетом (1.7) концентрация собственных носителей заряда экспоненциально возрастает с ростом температуры, то по закону действующих масс (1.7) концентрация неосновных носителей также растет. Поскольку концентрация неосновных носителей заряда является экспоненциальной функцией от температуры кристалла, то и величина обратного тока, обусловленного неосновными носителями, возрастает (примерно) по экспоненциальному закону при нагреве диода [3], [4]. По этой причине обратный ток I_обр иногда называют тепловым.

Можно показать, что концентрация неосновных носителей заряда уменьшается с ростом ширины запрещенной зоны [3]. А так как ширина запрещенной зоны у кремния (1,12 эВ) больше, чем у германия (0,72 эВ), то обратный тепловой ток в кремниевых диодах меньше, чем в германиевых.