лекции прохоров

Відхід електронів з приконтактної області n-типа і рекомбінація з дірками і дірок з приконтактної області р-типа і рекомбінація з електронами приводить до утворення на цих ділянках збідненого від рухомих носіїв заряду шару і появи позитивного заряду за рахунок іонів донорної домішки (в приконтактній зоні n-типу) і негативного заряду, що не компенсується, за рахунок іонів акцепторної домішки (в приконтактній зоні р-типу). Збідненні шари є просторовим об'ємним зарядом, наявність якого приводить до утворення електричного поля, перешкоджаючого подальшому дифузійному переміщенню електронів з напівпровідника n-типу в напівпровідниках р-типу і дірок в протилежному напрямі. Товщина шару об'ємного заряду l0 складає частку мікрометру і залежить від концентрації домішки. Об'ємні заряди по обидві сторони межі розділу рівні і створюються нерухомими іонами домішки. При однакових концентраціях домішок однакова і товщина шарів. В даному випадку несиметричного р-n- переходу (NА >> NД) рівності об'ємних зарядів обох знаків відповідає умова l0n >> l0p . Можна вважати, що р-n-перехід переважно зосереджений в n-області, як

можуть переміщатися (дрейфувати) лише неосновні носії, тобто дірки з напівпровідника n-типа і електрони з напівпровідника р-типа, які і обумовлюють дрейфовий струм.

Величина густини дірчастої і електронної складової дрейфового струму:

Сумарна густина дрейфового струму:

Густина повного струму через р-n-перехід визначається сумою диференціальної і дрейфової становлячої густини струмів, яка за відсутності

22

зовнішньої напруги рівні

Рівності нулю струмів через перехід у відсутність зовнішньої напруги відповідає зменшення дифузійної складової струму до величини йогодрейфової складової. Рівність складових струму Jдиф=J др створюється встановленням від-

повідної величини потенційного бар’єру ϕ0 в р-n-переході. Величина потенцій-

ного бар’єру ϕ0 залежить від співвідношення концентрації носіїв заряду одного знака по обидві сторони переходу і визначається співвідношенням (2.6):

Висота потенційного бар’єру залежить від температури зважаючи на залежність від неї теплового потенціалу і концентрації неосновних носіїв в шарах напівпровідникової структури. Більш сильний вплив температури на концент-

рацію неосновних носіїв заряду, ніж вплив на величину ϕТ , призводить до того, що із зростанням температури висота потенційного бар’єру зменшується. При кімнатній температурі для германію ϕ0 = 0,3 ÷ 0,5 В, а для кремнію ϕ0 = 0,6 ÷ 0,8 В. Відмінність в значеннях ϕ0 пояснюється більшою величиною Ез в кремнії і, отже, меншою концентрацією неосновних носіїв заряду (при однаковій температурі і однакових концентраціях внесених домішок).

Відхід неосновних носіїв заряду через р-n-перехід з прилеглих до нього шарів, здавалося б, повинен привести до зменшення їх концентрації з наближенням до межі р-n-переходу. Разом з тим концентрації неосновних носіїв заряду в прилеглих до р-n-переходу шарах зберігаються на рівнях pn і np, оскільки в умовах динамічної рівноваги зменшення концентрації неосновних носіїв заряду за рахунок їх виходу через р-n-перехід постійно заповнюватиметься носіями того ж знака за рахунок дифузії з протилежних шарів.

23

2.2 Електричні процеси в р-n-переході за наявності зовнішньої напруги

Підключення до р-n-стуктури зовнішньої напруги призводить до зміни умов перенесення заряду через р-n-перехід. Суттєву роль при цьому грає полярність зовнішньої напруги.

Пряма вітка вольт-амперної характеристики діода. При підключенні до р-n-переходу зовнішньої напруги в прямому напрямі (рис. 2.2) електричне поле джерела направлено протилежно внутрішньому полю, що приводить до зменшення результуючого поля в р-n-переході.

Об’ємний заряд обох знаків, зосереджений в переході по різні сторони межі і розділу, визначається не тільки величиною φ0 обумовлюваної дифузійним рухом носіїв заряду під дією різниці їх концентрацій в прикордонних шарах, але і зовнішньою напругою Ua. В результаті потенційний бар’єр зменшується і стає рівним φ0 - Ua. Отже, зменшиться і обумовлений напругою об'ємний заряд в р-n-переході. Зменшення об'ємного заряду (потенційного бар’єру) виявляється в звужені р-n-переходу, яке відбивається в основному за рахунок n- шару, як більш високоомного.

Зменшення потенційного бар’єру полегшує перехід основних носіїв заряду під дією дифузії через межу, що приводить до збільшення дифузійного струму через р-n-перехід (оскільки потенційний бар’єр, що зменшився, здатні подолати основні носії заряду, що володіють меншою енергією). Вказане явище називають інжекцією носіїв заряду через р-n-перехід. Разом з тим дрейфовий струм через р-n-перехід, створюваний потоками неосновних носіїв заряду, підходящих з прикордонних до р-n-переходу шарів, залишається без зміни. Різниця дифузійного і дрейфового струмів визначає результуючий прямий струм через р-n-перехід.

Густина прямого струму:

Jа = Jдиф - J др .

24

Ja Uа

nn

np0 рn0

0

Рисунок 2.2

25

обумовлюється дрейфовим струмом електронів. В базовому шарі, що примикає до р-n-переходу, прямий струм рівний сумі дифузійного струму дірок і дрейфового струму електронів. Зменшення дірчастої дифузійної складової струму по мірі віддалення від межі р-n-переходу пояснюється зменшенням градієнта концентрації дірок унаслідок їх рекомбінації з електронами. Описане явище звичайно спостерігається при відносно великій ширині n-шару, в так званих діодах

зтовстою базою.

Вдіодах з тонкою базою, коли її товщина сумірна з дифузійною довжиною дірок Lp , більшість дірок встигає в результаті дифузії пройти базу без рекомбінації, у зв’язку з чим струм в базі переважно визначатиметься дифузійним струмом дірок.

Подобні процеси спостерігаються і в шарі емітера. Проте для несиметричного р-n-переходу роль електронної складової дифузійного струму в загальному струмі, що протікає через перехід, мала. Її роль несуттєва і в струмі, що протікає через емітерний шар обумовлюється в основному дрейфовим струмом дірок зважаючи на існуючу в цьому шарі напруженість електричного поля від зовнішнього джерела.

Зворотна вітка вольт-амперної характеристики діода. При підклю-

ченні до діода джерела зовнішньої напруги у зворотному напрямі (рис. 2.4) потенційний бар’єр зростає на величину Ub і стає рівним φ0 + Ub .

При цьому збільшується об’ємний заряд в р-n-переході і його ширина. Збільшений потенційний бар’єр утрудняє проходження через р-n-перехід основних носіїв заряду, унаслідок чого дифузійний струм, створюваний цими носіями, зменшується. Дрейфовий же струм, обумовлений концентраціями неосновних носіїв заряду по обидві сторони переходу ( jдр= jдр p+ jдр n), можна вважати незмінним. Проте в даному випадку він перевищуватиме дифузійний струм. Через діод протікатиме струм у зворотному напрямі:

27

28

Зворотна вітка воль-амперної характеристики діода показана на рисунку 2.5. При невеликих напругах (ділянка 0-1) збільшення зворотного струму спостерігається за рахунок зменшення дифузійної складової. При зворотній напрузі, відповідній точці 1 і більшому, основні носії заряду не в змозі подолати потенцій бар’єр, у зв’язку з чим дифузійний струм рівний нулю. Цим пояснюється відсутність зростання зворотного струму при збільшенні зворотної напруги (ділянка характеристики лівіше точці 1).

I0

Рисунок 2.5

Діаграма розподілу концентрації відповідає зворотним напругам, що перевищують напругу в точці 1.

У відсутності інжекції розподіл концентрації носіїв в прилеглих до р-n- переходу шарах характеризується зменшенням концентрації неосновних носіїв унаслідок їх відходу через р-n-перехід. На межах р-n-переходу для неосновних носіїв заряду діє поле р-n-переходу, яке прискорює, унаслідок чого їх концентрація там рівна нулю. Оскільки в прилеглих до р-n-переходу шарах напівпровідник повинен залишатися електрично нейтральним, зменшення в них концентрації неосновних носіїв заряду це зниження слабо відображається на їх значеннях.

Зворотній струм, створюваний неосновними носіями заряду, залежить від їх концентрації в р- і n-шарах, а також від робочої поверхні р-n-переходу. Цим пояснюється той факт, що в потужних діодах, що мають велику площину р-n- переходу, зворотній струм більше, ніж малопотужних. Оскільки концентрація неосновних носіїв заряду є функцією температури кристала, зворотній струм діода також залежить від температури. З цієї причини зворотній струм іноді називають тепловим, збільшення зворотного струму із зростанням температури підкоряється приблизно експоненційному закону.

29

Відомо, що концентрація неосновних носіїв заряду зменшується із зростанням ширини забороненої зони на енергетичній діаграмі напівпровідника. Ширина забороненої зони в кремнії (1,12 еВ) більше, ніж в германії (0,72 еВ). Через це зворотній струм в кремнієвих діодах на декілька порядків менш ніж в германієвих, і кремнієві діоди допускають експлуатацію при більш високій температурі напівпровідникової структури (135 – 140 0С проти 50 – 60 0С у германієвих діодів). Крім того, кремнієві діоди застосовані при більш високих зворотних напругах, ніж германієві (2500 – 3500В проти найбільших значень 500 – 600В у германієвих діодів).

Повна вольт-амперна характеристика (ВАХ) напівпровідникового діо-

да приведена на рисунку 2.6. Від характеристики ідеального діода (рис. 2.6 а) ВАХ реального (рис. 2.6 б) відрізняється наявністю деякого падіння на приладі при пропусканні прямого і зворотного струму у разі прикладення зворотної напруги.

а) б)

Рисунок 2.6

Як було вказано раніше, прямий струм діода створюється основними, а зворотній – неосновними носіями заряду. Концентрація основних носіїв заряду на декілька порядків перевищує концентрацію неосновних носіїв. Цим і обумовлюється вентильні властивості р-n-переходу, а отже, і діода.

30