4.2. Основные числовые характеристики p-n перехода.
Контактную разность потенциалов в отсутствие внешнего напряжения k0 можно найти по формуле:
NANД
k0 = T ln –––––-- , (25)
ni2
Подставив сюда значение термического потенциала при комнатной температуре T = 0.025 В, типичные значения концентрации примесей асимметричного p-n перехода для базы 1016, для эмиттера 1018 см-3 и собственную концентрацию кремния при комнатной температуре ni ≈ 1010 см-3, получим типичную величину:
k0 ≈ 0,84 В (26а)
Примерно такое прямое напряжение надо подать на кремниевый p-n переход, чтобы предельно понизить потенциальный барьер и обеспечить полностью открытое состояние.
Другим важнейшим параметром p-n перехода является его толщина, или ширина, w. За w принимается протяженность приграничных областей с нескомпенсированными ионами примесей, или, что то же самое, толщина обеднённого слоя:
,
(26б)
Для кремниевого p-n перехода при указанных выше исходных данных w ≈ 1 мкм, что также является типичной величиной.
При подаче прямого напряжения переход сужается, а при подаче обратного напряжения расширяется. В этих случаях его толщину можно рассчитать, подставляя вместо φk0 в (26б) φk из (23) или (24).
От толщины перехода зависят его барьерная ёмкость (16), напряжение лавинного пробоя и другие важные параметры. В предположении однородности поля p-n перехода его напряжённость составит величину
E = Uобр/w (27)
и может достигать сотен кВ/см.
Тепловой ток тоже принято считать параметром p-n перехода.
4.3 Вольт-амперная характеристика p-n перехода
Вольт-амперная характеристика (ВАХ) p-n перехода, в основной своей части, как и ВАХ m-n контакта Шотки, описывается формулой Шокли (22). Подчиняющуюся этой закономерности ВАХ называют идеализированной, или теоретической ВАХ, рис. 16:
Рис. 16
ВАХ реальных p-n и m-n диодов сильно отклоняются от идеальной ВАХ в области больших обратных напряжений, когда возникает пробой (участок пробоя).
В области больших прямых токов отклонение обусловлено тем, что сопротивление заполненного носителями обеднённого слоя очень мало. При этом сопротивление перехода в целом определяется сопротивлением прилегающих к переходу областей, в первую очередь, сопротивлением базы rб. У диодов Шотки отклонение реальной ВАХ от экспоненты при больших токах проявляется слабее, т.к. для них слабое легирование полупроводниковой области нехарактерно.
Значительное расхождение наблюдается также в допробойной части обратной ветви ВАХ. Согласно формуле Шокли при обратных напряжениях обратный ток неизменен и равен току насыщения I0. Однако в реальности на этот ток накладываются ещё несколько токов, растущих с увеличением Uобр.
Одной из составляющих обратного тока является ток утечки Iут, который обусловлен движением носителей не в самом контакте, а по его поверхности. Поверхность полупроводника взаимодействует с окружающей средой и, обладая сводными валентными связями, способна захватывать посторонние атомы. Их валентность, вероятнее всего, будет отличаться от валентности самого полупроводника, т.е. эти атомы будут для полупроводника донорными или акцепторными примесями. В результате поверхность окажется сильнолегированной и будет обладать повышенной электропроводностью. Ток утечки растёт с увеличением Uобр и, складываясь с I0, создаёт наклон допробойной части ВАХ.