Утворення переходу[ред. | ред. Код]

Якщо прикласти зовнішню напругу таким чином, щоб створене нею електричне поле було направленим в протилежному напрямку до напрямку електричного поля між областями просторового заряду, то динамічна рівновага порушується, і дифузійний струм переважатиме дрейфовий струм, швидко наростаючи з підвищенням напруги. Таке під'єднання напруги до p-n переходу називається прямим зміщенням.

Якщо ж зовнішня напруга прикладена так, що створене нею поле є такого ж напрямку що і поле між областями просторового заряду, то це призводить лише до збільшення областей просторового заряду, й струм через p-n перехід не проходитиме. Таке під'єднання напруги до p-n переходу називається зворотним зміщенням.

Гетеропереход в загальному випадку може бути визначений як межа розділу між двома різними речовинами (зокрема, напівпровідниками) з різною шириною забороненої зони. Якщо два розглянутих напівпровідника мають однакові типи провідності, то перехід називається ізотипних гетеропереходів, в іншому випадку він називається анізотіпним. Анізотіпние гетеропереходи, як і гомопереходи, поділяються на п-р- і р- / г типу і є структурами з неосновними носіями. До теперішнього часу, на противагу гомопереходам, не існує моделей, що пояснюють все фізичні явища в гетероперехідах, оскільки в них властивості кордону розділу сильно змінюються від матеріалу до матеріалу і в значній мірі залежать від технології виготовлення. Існуючі моделі анізотіпних гетеропереходов можуть розглядатися як узагальнення загальноприйнятою моделі гомопереходов. Типові діаграми енергетичних зон двох різних напівпровідників р- і п-типів до контакту і різкого р -п гетероперехода після тісного контакту в рівноважному стані наведені на рис. 2.16, а, б.

Обидва напівпровідника мають різні значення ширини забороненої зони А £ ; | , 2 , відносної діелектричної проникності е 1 2 * роботи виходу г / ф, 2 і електронної спорідненості Х, 2 (індекс "1" на рис. 2.16 відноситься до р-області, "2" - до л-області).

Як зазначено в п. 2.6, електронне спорідненість і робота виходу визначаються як енергії, необхідні для видалення електрона відповідно зі дна зони провідності Е п (Е п1 або Е п2 на рис. 2.16) і з рівня Фермі Е ф ( Е Ф1 або Е ф2 на рис. 2.16) на рівень вакууму Е т1К (див. рис. 2.16) або на відстань від поверхні, більше радіусу дії сил дзеркального зображення, але менше розмірів зразка. За рахунок різної ширини заборонених зон і діелектричної проникності контактують напівпровідників на металургійної межі переходу спостерігаються розриви в енергетичних рівнях зони провідності (А £ п ) і валентної зони (А Е п )> причому А Е п = (/ (Х "Х2) визначається різницею енергій електронного спорідненості двох напівпровідників, а

Включає також відповідну різницю для ширини зон провідності.

В даному типі гетероперехода збіднені шари утворюються на кожній стороні від кордону розділу, і, якщо не враховувати впливу кордону розділу, об'ємні заряди цих шарів

Мал. 2.16

протилежні за знаком і рівні за величиною, як і для гомоперехода.

Повна контактна різниця потенціалів є Ф = <р, - ф 2 = = ср 01 + (р Р2 (див. Рис. 2.16, б), де ф Л1 і ср /) 2 - електростатичні потенціали рівноважного стану відповідних напівпровідників.

Узагальнюючи рішення рівняння Пуассона для гомоперехода (див. П. 2.2), можна отримати розміри збіднених областей з кожного боку кордону розділу різкого р - "гетероперехода:

де індекс "1" відноситься до р-напівпровідника, а "2" - до л-напівпровідника.

Проводячи операції, аналогічні проведеним для р-п-то моперехода (див. П. 2.4), отримаємо вираз для бар'єрної ємності рівноважного р-л гетероперехода

де 5 - площа переходу.

У разі неравновесного переходу в виразах (2.33) - (2.35) (так само, як і в формулах (2.12) і (2.26) для гомоперехода) необхідно замість Ф підставити різниця Ф - £ /, де і - прикладена до переходу напруга.

У припущенні, що внаслідок розривів країв зон на межі поділу дифузний струм обумовлений електронами (це справедливо для розглянутих переходів через менший потенційного бар'єру для електронів, ніж для дірок), ВАХ р- л-Гете роперехода може бути описана наступним виразом:

де і х і і 2 - складові прикладеної напруги I /, що припадають на напівпровідники р-і л-типів, А = SqXN Д2 х х (П Л1 / т Л1 ) 1/2 , X - коефіцієнт пропускання електронів через кордон розділу, £ > ", і т Л1 - відповідно коефіцієнт дифузії і час життя електронів в напівпровіднику р типу.

Перший член в квадратних дужках у формулі (2.36) визначає струм при прямому зміщенні, а другий - при зворотному. Енергетична діаграма переходу при прямому зміщенні приведена на рис. 2.17.

Розглянута модель досить грубо описує реальну ВАХ, однак, змінюючи коефіцієнт А (за рахунок варіювання прозорості бар'єру, т. Е. Коефіцієнта пропускання електронів через бар'єр) і співвідношення між V х і С / 2 , можна отримати задовільний збіг розрахункових і експериментальних даних. Для пояснення розбіжності теорії і експерименту і обліку інших механізмів переносу носіїв були розроблені емісійна, емісійно-рекомбінаційна, тунельна і тунельно-рекомбінаційні моделі. Однак і вони не дозволяють в повній мірі з хорошою точністю описати ВАХ

Мал. 2.17

гетеропереходов. У різних умовах і для різних переходів можуть домінувати ті чи інші процеси або їх сукупності.

Однак слід зазначити, що моделі на основі тунельного переносу електронів через бар'єр точніше і краще за інших моделей описують ВАХ.

Як приклад на рис. 2.18 показана ВАХ прямо зміщеного анізотіпного переходу (р) Ое- (я) СААВ. Через використання напівлогарифмічному масштабу (по осі ординат - логарифмічний масштаб, а по абсцис - лінійний) експоненти вироджуються в прямі лінії.

При кімнатній температурі і нижче можна виділити дві області на ВАХ. Так, при і <0,3 В і при Т = 298 К основний внесок в струм дає рекомбінаційний струм.

При і> 0,3 В струм обумовлений туннелированием електронів через перехід.

Зворотні характеристики переходів типу (р) Ое- (я) СААВ при малих напругах лінійні, т. Е. Р - З /, а при великій напрузі / ОЛР ~ і т , де т > 1.

Для інших типів переходів зворотні характеристики для

Мал. 2.18

п-р і р -л-гетеропереходов часто описуються співвідношенням типу

де коефіцієнт А не залежить від температури. Така поведінка характерна для тунельних струмів.

Вираз для ємності анізотіпного переходу в залежності від прикладеної напруги (ВФХ) легко отримати простим узагальненням формули (2.35) і методу обчислення ємності для гомоперехода (див. П. 2.2 і 2.4)

З цього виразу видно, що залежність Се а 2 р від прикладеного зворотної напруги дінейна і її екстраполяція на вісь напруг (напруга відсічення) дає контактну різницю потенціалів, що і використовується часто для визначення Ф. Лінійність ВФХ вказує на те, що гетероперехід є різким.

Ізотипних різкі л-л і р -р-гетеропереходи є, подібно контактам Шотткі (див. П. 2.6), пристроями з основними носіями струму. Отже, на відміну від анізотіпних гетеропереходов, в ізотипних внесок неосновних носіїв в електричний струм дуже малий. Енергетична діаграма різкого ізотипних л- л-гетероперехода приведена на рис. 2.19. Для різких л- л-гетеропереходов, за аналогією з результатами емісійної теорії для діодів на основі переходу метал - напівпровідник (див. П. 2.6), ВАХ може бути описана наступною формулою (за умови <p 7) , <§С <р Л2 ):

де і = і } + і 2 - прикладена напруга; А х - х

х ( Ьт / 2т * ) 1/2 ; X - коефіцієнт пропускання електронів через поверхню розділу; т * - ефективна маса електрона. Оскільки і х і 2 у вираз (2.39) можна спростити. В результаті отримаємо

Для опису наявного неузгодженості експериментальних і розрахункових даних для деяких типів ізотипних переходів

Мал. 2.19

переходи використовуються диффузионная модель, модель подвійного діода Шотткі і тунельні моделі.

У разі, коли електронна складова повного струму є переважаючою, ВАХ п-п гетеропереходов подібні ВАХ системи з двох діодів Шотткі, з'єднаних послідовно назустріч один одному.

Для багатьох гетеропереходов, наприклад, (п) Ge- (n) GaAs, прямі гілки ВАХ можуть бути описані виразом типу / ~~ ~ exp (qU / rkT) (модифікація формули (2.40), де Г | - величина, близька до одиниці ). Для інших випадків, зокрема для переходів Ge-Si, більш придатною є модель, що представляє гетероперехід у вигляді двох бар'єрів Шотткі, включених назустріч один одному. Ця модель пояснює, наприклад, насичення струму, що спостерігається в переходах (/ i) Ge- (п ) Si при деяких рівнях легування як германію, так і кремнію (рис. 2.20). На рис. 2.20 представлені рівноважні діаграми енергетичних зон і ВАХ трьох гетеропереходов (/ i) Ge- (n) Si з різною концентрацією домішки. Для інших різновидів ізотипних гетеропереходов ВАХ мають часто свої особливості.

ВФХ таких приладів при А д1 > А Д2 аналогічно контакту метал - напівпровідник наближено можна описати виразом [40]

Мал. 2.20

з якого випливає, що залежність С " 2 = / (С /) лінійна, як і для анізотіпного переходу.

Гетеропереходи ве-ОаАе відрізняються майже точним узгодженням решіток, тому вони гарні для перевірки різних теоретичних моделей. Залежність З -2 = / (С /) для такого типу переходів є лінійної, і контактна різниця потенціалів Ф (перетин характеристики з віссю абсцис) дорівнює 0,48 В для я-я гетероперехода (я) ве- (я) ОаАв і 0 , 37 в - для (рХ * е- (рК "ААЗ. Аналогічна залежність реалізується для багатьох ізотипних переходів, зокрема для гетероперехода (я) 1пр - (пуОаАв (рис. 2.21), у якого

Мал. 2.21

величина Ф більше, ніж в попередньому випадку, оскільки ширина забороненої зони 1пр (0,18 еВ) істотно менше ширини забороненої зони ве (0,72 еВ). Гетеропереходи широко використовуються в напівпровідникових приладах, зокрема в світлодіодах (п. 16.3), напівпровідникових лазерах (гл. 21) та ін.