Электроника. Часть 1

б

Рис. 2.7 — Смещение перехода в прямом (а) и обратном (б) направлениях

Такое включение перехода называется прямым. При отрицательном потенциале на p -слое (рис. 2.7, б) высота барьера уве-

личивается, и в формуле (2.10) нужно изменить знак перед U . Такое включение называется обратным. Изменение высоты барьера с помощью внешнего напряжения приводит к изменениям ширины перехода и граничных концентраций носителей. Рассмотрим эти изменения применительно к несимметричному пе-

где l0 — ширина потенциального барьера при термодинамиче-

ском равновесии перехода. Положительное приращение потенциала соответствует уменьшению потенциальной энергии электронов, т. е. сдвигу энергетических уровней зоны проводимости полупроводника p вниз, уровней валентной зоны полупроводника n вверх.

Избыточные концентрации на границах перехода можно найти, вычитая из pn и np соответственно величины равновес-

ных концентраций pno и np0 . Выражения для величин избыточных концентраций можно записать в виде:

74

Сравним избыточные граничные концентрации в слоях p и n , разделив (2.14а) на (2.14б) и заменив в правой части концентрации pn0 и np0 на pp0 и nn0 по формуле (1.16). Тогда:

Для несимметричных переходов концентрации pp0 и nn0

сильно различаются, поэтому концентрация инжектированных неосновных носителей будет гораздо больше в высокоомном слое, чем в низкоомном. Таким образом, в несимметричных переходах можно считать, что инжекция носит односторонний характер: неосновные носители инжектируются в основном из низкоомного слоя в высокоомный. Инжектирующий слой с отно-

сительно малым удельным сопротивлением называют эмиттером, а слой с относительно большим удельным сопротивлением, в который инжектируются неосновные для него носители, — базой.

Формулы (2.13) подтверждают, что в режиме экстракции граничные концентрации неосновных носителей могут быть сколь угодно малы, но всегда положительны.

2.3 Контакты металл-полупроводник

Контакты полупроводника с металлом играют важную роль

вполупроводниковых приборах. Структура и свойства этих контактов зависят в первую очередь от взаимного расположения уровней Ферми в исходных слоях. На рис. 2.9 вверху показаны зонные диаграммы разделенных слоев, а внизу — зонные диаграммы соответствующих контактов. Поскольку уровень Ферми

вметалле всегда расположен в зоне проводимости и для равновесной системы должен быть единым, нетрудно в каждом случае оценить характер результирующей диаграммы. Так, на рис. 2.9, а

имеем ϕFm > ϕFp . Это значит, что энергетические уровни, соответствующие зоне проводимости полупроводника, заполнены

вметалле больше, чем в полупроводнике. Следовательно, после соприкосновения слоев часть электронов перейдет из металла

вполупроводник и концентрация электронов в металле в области,

75

прилегающей к металлургической границе, уменьшится. Наличие дополнительных электронов приводит к уменьшению расстояния между уровнем Ферми и дном зоны проводимости в этой области, поэтому энергетические уровни полупроводника искривляются вниз. Знаки плюс и минус говорят о том, что в области металлургической границы образуется равновесный поверхностный потенциал ϕso . На рис. 2.9, б показан обратный случай, когда после

соприкосновения слоев электроны переходят из полупроводника в металл и соответственно уровни искривляются вверх. Область искривления зон (т. е. область пространственных зарядов) имеет протяженность порядка дебаевской длины.

Рис. 2.9 — Зонные диаграммы выпрямляющих контактов металла с полупроводником: а — контакт с полупроводником p -типа; б — контакт с полупроводником n -типа

Оба контакта, показанные на рис. 2.9, а и б, характерны тем, что концентрация основных носителей на границе полупроводника понижена по сравнению с концентрацией вдали от контакта. Следовательно, граничный слой обладает повышенным удельным сопротивлением и поэтому определяет сопротивление всей системы. В зависимости от полярности приложенного напряжения меняется высота приповерхностного потенциального барьера.

76

Так, если внешнее напряжение приложено плюсом к металлу и минусом к полупроводнику, то потенциальный барьер на рис. 2.9, а повышается, а на рис. 2.9, б понижается. При этом граничный слой на рис. 2.9, а еще больше обедняется дырками

ибудет иметь повышенное сопротивление, а граничный слой на рис. 2.9, б обогащается электронами и будет иметь пониженное сопротивление по сравнению с равновесным состоянием. Значит, такая полярность будет обратной для контактов на рис. 2.9, а

ипрямой для контактов на рис. 2.9, б.

Если изменить полярность приложенного напряжения, то по аналогичным причинам сопротивление граничного слоя на рис. 2.9,

апонизится и контакты будут работать в прямом направлении,

асопротивление граничного слоя на рис. 2.9, б повысится, т. е. система будет работать в обратном направлении.

Таким образом, контакты на рис. 2.9, а и б хотя и не обеспечивают инжекции, но обладают вентильными свойствами и лежат в основе диодов Шоттки. Принципиальное отличие таких контактов от системы с образованием p-n перехода заключается в том, что ток обусловлен основными носителями, подвижность которых значительно выше неосновных. Кроме того, отсутствие режима инжекции не приводит к накоплению и рассасыванию избыточных носителей заряда. Два этих фактора способствуют существенному повышению быстродействия в диодах Шоттки.

Иная картина получается тогда, когда для контакта металла

с полупроводником p -типа имеет место соотношение ϕFm < ϕFp ,

а для контакта металла с полупроводником n -типа — соотношение ϕFm > ϕFn . В этих случаях искривление зон в полупроводни-

ках получается обратным по сравнению с тем, какое показано на рис. 2.9, а и б, т. е. граничные слои оказываются не обедненными, а обогащенными основными носителями (рис. 2.10). Соответственно, удельные сопротивления граничных слоев оказываются ниже, чем у основных слоев полупроводника вдали от границы, так что наличие граничного слоя в системе малосущественно с точки зрения ее суммарного сопротивления. Следовательно, результирующее сопротивление системы близко к сопротивлению основного слоя полупроводника и почти не зависит от полярности и величины внешнего напряжения. Такие контакты называют

77

омическими, или невыпрямляющими. Невыпрямляющие контакты являются основой омических контактов.

ϕF ϕF

Рис. 2.10 — Зонные диаграммы невыпрямляющих контактов металла

сполупроводником: а — контакт с полупроводником p -типа;

б— контакт с полупроводником n -типа

2.4Анализ идеализированного диода

Несмотря на то, что диод представляет собой один из простейших полупроводниковых приборов, процессы, происходящие в нем, достаточно сложны. Для того чтобы выяснить основные параметры и характеристики диода, проведем сначала упрощенный анализ, а затем в последующих параграфах уточним полученные результаты.

Исходные предпосылки. Будем, как и раньше, считать p-n переход несимметричным и p -слой значительно больше легиро-

ванным, чем n -слой. При этом, как известно, инжекция и экстракция носят односторонний характер, а значит, можно сосредоточить внимание на анализе процессов в базе и результаты анализа распространить на аналогичные, но менее существенные процессы в эмиттере.

78

Анализ существенно упрощается, если принять следующие допущения, а в дальнейшем ввести уточнения.

1. Слой базы является ярко выраженным электронным полупроводником. Это значит, что вместо «объединенного» электронно-дырочного уравнения можно пользоваться уравнени-

∂E ∂x =0.

2. Концентрация дырок, инжектируемых в базу, невелика, т. е. выполняется условие низкого уровня инжекции. При этом полная концентрация дырок в базе p = p0 = p остается значи-

тельно меньше концентрации электронов n = n0 . Следовательно,

можно пренебречь дрейфовой составляющей дырочного тока в базе. По аналогичным причинам можно пренебречь дрейфовой составляющей электронного тока в эмиттере. Соответственно вместо уравнения непрерывности можно использовать уравнения диффузии.

3. Падение напряжения в базе (а тем более в низкоомном эмиттерном слое) значительно меньше внешнего напряжения, так что последнее можно считать приложенным непосредственно

кпереходу.

4.Ширина перехода настолько мала, что процессами генерации и рекомбинации в области перехода можно пренебречь. Это дает право считать электронные токи на обеих границах перехода одинаковыми; то же самое относится к дырочным токам. Сразу же оговоримся, что это допущение очень часто не реализуется, особенно для кремния и арсенида галлия, т. е. для полупроводниковых материалов с относительно большой шириной запрещенной зоны.

5.Обратные напряжения значительно меньше напряжения пробоя, так что можно пренебречь предпробойными явлениями в переходе.

6.Отсутствуют всякого рода поверхностные утечки, шунтирующие переход, а следовательно, и токи утечки, которые добавляются к токам, обусловленным инжекцией и экстракцией.

Учитывая принятые допущения, работу диода можно описать следующим образом. При прямом смещении перехода концентрация дырок на его базовой границе повышается, и эти избыточные дырки диффундируют в глубь базы. По мере удаления

79

от перехода концентрация дырок убывает и в установившемся режиме получается некоторое распределение избыточных дырок p (x) (рис. 2.11, а). Инжекция дырок в базу нарушает ее

нейтральность и вызывает приток избыточных электронов из внешней цепи. Эти электроны распределяются таким образом, чтобы компенсировать поле дырок, т. е. накапливаются в той же области, что и дырки. Поэтому кривые p (x) и n(х) оказыва-

ются почти одинаковыми. Небольшая разница между этими кривыми обусловлена различием подвижностей электронов и дырок (эффект Дембера). В установившемся режиме в базе протекает диффузионный дырочный ток, пропорциональный градиенту концентрации в каждой точке кривой p (x).

Так как полный ток диода должен быть одинаковым в любом сечении, то уменьшение диффузионного дырочного тока сопровождается ростом электронной составляющей.

Структура полного тока рассмотрена нами раньше. Однако величину полного тока удается вычислить без учета этой структуры, если воспользоваться сделанными выше допущениями. Действительно, учитывая допущения 2 и 4, можем для базовой границы перехода записать:

j (0)= jp (0)+ jn (0)= jpдиф(0) + jnдиф(−l) ,

где координата x = −l соответствует эмиттерной границе. В одномерном случае плотность тока j (0) сохраняется в любом сечении.

Реальные структуры полупроводниковых диодов и транзисторов неодномерные, однако анализ проводится применительно к одномерной модели (в данном случае применительно к модели, показанной на рис. 2.8), после чего в случае необходимости делаются те или иные поправки.

Таким образом, чтобы рассчитать ток диода, нужно, зная величину приложенного напряжения, найти распределения дырок в базе и электронов в эмиттере, определить градиенты этих распределений соответственно в точках x = 0 и x = −l и затем с помощью формул, известных нам из первой главы, получить компоненты полного тока jрдиф. (0) и jпдиф.(−l).

Решение диффузионного уравнения. Чтобы получить ста-

тическую вольт-амперную характеристику диода, нужно найти

80

стационарное распределение дырок в базе. Для этого в уравнении диффузии следует положить ∂Δp ∂t = 0 , после чего оно приводится к виду

лежать намного выше, чем кривые p (x). Чтобы этого избежать, на рис. 2.11 сделан разрыв на оси ординат.

Рис. 2.11 — Распределение носителей в диодах с толстой и тонкой базой: а — при прямом смещении; б — при обратном смещении

Как известно, решением (2.16) является сумма двух экспо-

Для того чтобы в решении (2.17) определить коэффициенты A1 и A2 , нужно знать граничные условия. В разделе 1.13 (разд.

«Монополярная диффузия») значение p (0) использовалось без

расшифровки, а толщина базы принималась бесконечно большой, и соответственно полагалось p (∞ )= 0. Теперь, учитывая конеч-

ные размеры базы, выразим граничную концентрацию p (0) через приложенное напряжение с помощью (2.14а):