Твердотельная электроника.-3

226

Идеальный омический переход должен иметь прямолинейную и симметричную ВАХ (рис.3.16).

I

U

Рисунок 3.16. ВАХ идеального омического перехода

Реальные омические переходы обычно имеют более сложную структуру (рис.3.17).

М

n+ n

Рисунок 3.17. Структура реального омического перехода

227

4. ЭЛЕКТРОННО-ДЫРОЧНЫЕ ПЕРЕХОДЫ

4.1. Виды электрических переходов при контакте полупроводников

В твердотельной электронике используются следующие варианты контактов полупроводниковых слоев:

контакт полупроводников с одним типом проводимости, но с различным уровнем легирования (n+ - n, p+ - p),

контакт полупроводников с различным типом проводимости (p - n, p+ - n, n+ - p). При этом контактирующие слои могут иметь либо одинаковую ширину запрещенной зоны, либо изготавливаться на основе полупроводников с различной шириной запрещенной зоны. В зависимости от того, какие слои образуют электрический переход, их подразделяют нагомопереходы и гетеропереходы.

Гомопереход - это электрический переход на контакте полупроводников с одинаковой шириной запрещенной зоны.

Гетеропереход - это электрический переход на контакте полупроводников с различной шириной запрещенной зоны.

В свою очередь гомо- и гетеропереходы делятся на изотипные (n+ - n, p+ - p) и анизотипные (p - n, p+ - n, n+ - p).

Основой современных твердотельных приборов являются анизотипные гомопереходы. Их теория хорошо разработана. Поэтому вполне логично первоначально рассмотреть свойства таких переходов, а затем на базе этих знаний ознакомиться с теорией и применением гетеропереходов.

Таким образом, данный раздел учебного пособия посвящен в основном изучению анизотипных гомопереходов.

4.2. Механизм образования электронно-дырочного перехода. Определение электронно-дырочного перехода

Представим, что два полупроводника с различным типом проводимости приведены в тесное соприкосновение ,такчто между слоями p- и n-типа проводимости становится возможным обмен носителями зарядов (рис.4.1). В силу того, что в p-

полупроводнике концентрация дырок pp0 много больше, чем

228

концентрация дырок в n-слое pn0 , возникает процесс диффузии дырок из полупроводника p-типа в слой n-полупроводника. По аналогичной причине (nn0 >> np0 ) электроны из полупроводни-

ка n-типа проводимости диффундируют вp-полупроводник. В приконтактной области образуются нескомпенсированные слои с положительно заряженными донорами (в слое n-типа) и отрицательно заряженными акцепторами (в слое p-типа). Возникшее

диффузионное движение основных носителей должно было продолжаться до исчезновения градиента концентрации. Однако возникшее в области контакта электрическое поле, которое называется диффузионным или более точно полем контактной разности потенциалов, направлено так, что и для электронов и для дырок оно является тормозящим. Когда величина внутреннего электрического поля E станет достаточно большой, диффузионные потоки электронов и дырок прекратятся и структура придет в состояние термодинамического равновесия.

ОПЗ

Рис. 4.1. К механизму образования электронно-дырочного перехода

Электронно-дырочный переход (ЭДП) - это переходная об-

ласть на контакте полупроводников с различным типом проводимости, отличительной особенностью которой является наличие внутреннего электрического поля.

229

4.3. Контактная разность потенциалов jko . Зависимость jko от температуры, ширины запрещенной зоны, концен-

трации легирующей примеси

Возникающее в переходном слое на контакте полупроводников с различным типом проводимости электрическое поле является тормозящим для основных носителей. Из-за этого для основных носителей возникает потенциальный барьер, величина которого определяется напряженностью электрического поля в p-n переходе. Лучше всего потенциальный барьер для основных носителей зарядов показать, используя зонную энергетическую диаграмму электронно-дырочного перехода.

Поскольку в дальнейшем достаточно часто используются зонные диаграммы p-n переходов, то необходимо записать порядок изображения таких диаграмм. Он следующий.

Изображаются границы ОПЗ.

Задается положение уровня Ферми в полупроводниках. При этом надо помнить, что в состоянии термодинамического равновесия уровень Ферми в полупроводниках p- и n-типов находится на одной горизонтальной линии. При приложении напряжения происходит смещение уровней Ферми относительно друг друга на величину приложенного напряжения. Причем уровень Ферми в полупроводнике, к которому приложен отрицательный потенциал, лежит выше, чем в полупроводнике, находящемся под положительным смещением.

Изображается зонная диаграмма полупроводниковp- и n-типов вне зоны ОПЗ.

Проводятся линии, соединяющие уровни Ec и Ev полупровод-

ников p- и n-типов. Эти линии находятся в ОПЗ p-n перехода. На рис.4.2 изображена зонная энергетическая диаграмма p-n

перехода в состоянии термодинамического равновесия. Барьер jko для основных носителей заряда называется контактной раз-

ностью потенциалов. Величина этого барьера определяет потоки основных носителей зарядов вp-n переходе. Величина барьера

jko определяется напряженностью внутреннего электрического поля E , поскольку именно это поле препятствует перемещению

230

основных носителей: электронов из n-области в p-область и дырок из p-области в n-область. Электрическое поле существует только в ОПЗ.

EV

E

Рис. 4.2. Зонная диаграмма электронно-дырочного перехода в состоянии термодинамического равновесия

Плоскость, где происходит смена типа проводимости, называется плоскостью металлургического контакта.

Запишем выражение для расчета jko . Из рис.4.2 видно, что jko = jp + jn . Значения j p и jn определяются следующим

231

jp = (Ei - EF )p = kT ln Na

ni

Тогда выражение для jko примет следующий вид

(4.2.)

Из выражения (4.2) можно получить еще ряд соотношений, позволяющих производить расчет jko . Поскольку при полной ионизации примеси nn0 = Nд , а pp0 = Na , тогда выражение

(4.2) принимает следующий вид

Из анализа выражений (4.2)-(4.5) можно сделать следующие выводы.

Высота потенциального барьера jko зависит от концентрации

легирующей примеси в полупроводниках p- и n-типов. Действительно, при изменении концентрации примеси в полупроводнике изменяется положение уровня Ферми. Для невырожденного

232

n - полупроводника значение jn может изменяться практически от нуля до DE / 2 . В полупроводнике p-типа от нуля до DE / 2 . Из чего следует, что максимальное значение jko для p - n пе-

реходов на основе невырожденных полупроводников не может быть больше ширины запрещенной зоны полупроводника DE .

Значение барьера jko зависит от температуры. Учитывая, что с увеличением температуры уровень Ферми приближается к середине запрещенной зоны, значения jn и j p будут уменьшаться.

Следовательно, величина барьера jko также уменьшается с ростом температуры. Это является одной из причин очень сильной

ных материалов от концентрации примеси в слаболегированной области p-n перехода.

jк0

GaAs Si

Ge

Nд

Рисунок 4.3. Зависимость j к0 от концентрации примеси в слабом

4.4. Потоки носителей зарядов в ЭДП по энергетическим диаграммам. Односторонняя проводимость p-n перехода

234

Для правильного понимания сущности работы ЭДП необходимо при рассмотрении вопроса помнить и руководствоваться уравнением полного тока: токи в полупроводнике образуются за счет движения электронов и дырок, а перемещаться они могут за счет сил электрического поля и градиента концентрации носителей.

При U = 0 под действием сил внутреннего электрического поля неосновные носители np0 , pn0 втягиваются в ОПЗ перехо-

сителей невелики. Для основных носителей (nn0 , pp0 ) внутрен-

нее поле является тормозящим. Оно создало барьер jko для этих

носителей. И все же, поскольку носители в невырожденных полупроводниках подчиняются статистике Больцмана, то некоторая незначительная часть носителей способна преодолеть барьер

jko и создать токи основных носителей jp p 0 и jnn0 . Рис.4.5 ил-

люстрирует распределение носителей по энергиям по статистике Максвелла-Больцмана. Ток основных носителей приU = 0 создается носителями, имеющими энергию W > jko . Поскольку таких носителей мало, то и токи jp p 0 и jnn0 невелики.

В состоянии термодинамического равновесия токи основных носителей и токи неосновных носителей равны и противо-

уменьшается, что приводит к понижению барьераjko на вели-

чину приложенного напряжения.

В результате диффузионные потоки основных носителей резко возрастают, давая значительные токи jnn0 .

235

В этом случае через барьер (jko -U ) может перейти значитель-

ное количество носителей(заштрихованная область справа от

(jko -U ) на рис.4.5).

Так как функция распределения Максвелла-Больцмана экспоненциальна, то это означает, что при понижении барьера jko

потоки основных носителей возрастают по экспоненте. Таким образом, при приложении прямого смещения ток черезp-n переход определяется движением основных носителей заряда за счет их диффузии.

dN

dW

Рис. 4.5. Распределение носителей заряда в полупроводнике,

приходящееся на единичный интервал энергий dN от энергии dW

W по статистике Максвелла-Больцмана.

Он достаточно большой по величине и по экспоненте изменяется от приложенного напряжения.

С увеличением прямого смещения уменьшается суммарная напряженность электрического поля в p-n переходе. При этом уменьшается глубина проникновения поля в области полупро-