Добавил:
ivanov666
Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.
Вуз:
Предмет:
Файл:Физические основы электроники. Учебное пособие
.pdf
2.5. Электрический и тепловой пробой в контактах
Пробоем называется резкое возрастание тока в диэлектрике или
обеднённом полупроводнике при достижении на таких слоях значения
напряжения пробоя U
[2, 3, 6]. В допробойном состоянии, при |U| < |Uпр|,
пр
ток ничтожен, так как создаётся движением ничтожного количества
подвижных носителей.
Электрический пробой диэлектрического или обеднённого слоя
возникает при превышении в нём напряжённости поля - некоторой
критической напряжённости Екр. При этом напряжение не обязательно
большое, так как напряженность поля Е ≈ U/w будет большой и при малых
напряжениях, если мала толщина слоя w.
Типичным электрическим пробоем является лавинный пробой. При
таком пробое сильное электрическое поле разгоняет свободные электроны до
столь значительной скорости, что их кинетической энергии при соударениях с
атомами диэлектрика или обеднённого полупроводника хватает для
превращения валентных электронов атомов в свободные. Появляются новые
свободные электроны, которые также разгоняются электрическим полем и
соударяются с атомами. Концентрация свободных электронов и ток резко
возрастают.
Лавинный пробой считается обратимым, так как он исчезает при
уменьшении напряжения на обеднённом слое.
Тепловой пробой возникает, как правило, вслед за лавинным. Возросший
при лавинном пробое ток увеличивает количество выделяющегося тепла,
температура материала возрастает. В результате (если отводимая от материала
мощность меньше рассеиваемой) усиливается термогенерация подвижных
носителей, растёт их концентрация, ток становится ещё больше, температура
ещё выше и т.д. Перегрев слоя приводит к его разрушению, поэтому тепловой
пробой считается необратимым.
При лавинном пробое исчезает главное полезное свойство
диэлектрического или обеднённого слоёв – низкая электропроводность, при
тепловом эти слои вообще разрушаются.
3. КОНТАКТ МЕТАЛЛ – ПОЛУПРОВОДНИК. ДИОДЫ ШОТКИ
3.1. Основные свойства металло-полупроводниковых контактов
Контакт металл-полупроводник (m-n или m-p переход), относится к
наиболее распространенным в электронике типам контактов. Чаще всего это
обычный, омический контакт. Его сопротивление невелико, не зависит от
знака и величины приложенного напряжения. Ток в омическом контакте
связан с напряжением законом Ома. Такие контакты совершенно необходимы
для электрического соединения элементов или их частей друг с другом.
Однако некоторые металлы и полупроводники образуют так называемые
контакты Шотки, обладающие односторонней проводимостью. При прямом
21
напряжении U
обратном напряжении U
они хорошо пропускают ток (открытое состояние), при
пр
тока почти нет (закрытое состояние). Такие
обр
контакты используются в диодах Шотки и некоторых типах транзисторов.
Характер контакта металл–полупроводник зависит от соотношения
работ выхода контактирующего металла qм и полупроводника qп. Если,
например, qмqп, будет преобладать поток свободных электронов из
металла в полупроводник. При этом в m-n переходе в приграничной области
полупроводника образуется избыток свободных электронов, т.е. обогащенный
слой, рис. 13а. В таком виде в контакте свободные электроны имеются во всех
его частях, и поэтому он обладает очень маленьким электрическим
сопротивлением, т.е. является омическим контактом.
а) б)
Рис. 13
ВАХ омического контакта линейна. Его главным параметром является
сопротивление R, которое должно быть минимальным. Оно определяется,
главным образом, параметрами полупроводниковой области, сопротивление
которой намного больше. Сопротивление этой области и контакта в целом
зависит от длины области L, площади её поперечного сечения S и удельного
сопротивления ρ. Удельное сопротивление, в свою очередь, зависит от
концентрации носителей n и их подвижности µn:
R = ρL/S = L/ µnnS. (18)
3.2. Диоды Шотки
Если qм qп, в m-n переходе преобладает поток электронов из
полупроводника в металл, рис. 13б. В n-области образуется обеднённый слой.
Уменьшение концентрации свободных электронов в обеднённом слое
приводит к появлению здесь положительного заряда нескомпенсированных
ионов донорной примеси. Заряды в приграничных областях создают
собственное электрическое поле с контактной разностью потенциалов
где
отсутствие внешнего напряжения.
– контактная разность потенциалов в равновесном состоянии, т.е. в
к0
= m –
к0
п ,
(19)
22
Чтобы получить открытое состояние контакта, необходимо подать на
него прямое напряжение, плюс (больший потенциал) к m-области, минус
(меньший потенциал) к n-области. Свободные электроны n-области начнут
заполнять обеднённый слой, контактная разность потенциалов уменьшится,
потенциальный барьер понизится:
к = к0 – Uпр . (20)
Распределение свободных электронов примет вид рис. 13а. Высокая
концентрация свободных электронов во всех частях контакта обусловит
протекание большого дрейфового тока, прямого тока Iпр.
При обратном напряжении
к = к0 + U
обр ,
(21)
т.е. контактная разность потенциалов и потенциальный барьер возрастут. В
обеднённом слое концентрация свободных электронов станет ещё меньше, сам
слой расширится. Обратный ток I
Поэтому при qм q
п
будет ничтожным.
обр
m-n переход обладает односторонней
проводимостью, т.е. является контактом Шотки.
Аналогичная картина наблюдается в менее распространённом m-p
контакте. При qм qp это контакт Шотки, при q
м
q
– омический
p
контакт.
Вольт-амперные характеристики (ВАХ) омического контакта и
контакта Шотки изображены на рис. 14а и рис. 14б.
а) б)
Рис. 14
ВАХ контакта Шотки описывается формулой Шокли:
I = I
U/
(e
0
– 1). (22)
T
Термический потенциал
при комнатной температуре составляет
T
0,025 В, а прямые напряжения составляют десятые доли В. Потому при
прямых (положительных) напряжениях единицей в скобках в формуле (22)
можно пренебречь, и ВАХ в области прямых напряжений, так называемая
23
прямая ветвь - экспоненциальная. Ток насыщения, или тепловой ток I
0
при
неизменной температуре – константа, определяющаяся конструкцией и
материалом контакта, а также степенью легирования полупроводниковых
областей. Является параметром контакта. Этот ток называют тепловым из-за
сильной зависимости от температуры. В контактах металл-полупроводник и
двух полупроводников этот ток обусловлен дрейфом неосновных носителей
через внутреннее поле контакта, которое является для них ускоряющим.
Поскольку неосновные носители в примесных полупроводниках появляются
за счет генерации (в основном, термогенерации), то и величина этого тока
зависит непосредственно от температуры.
При обратных напряжениях протекает незначительный ток I
, а при
0
обратных напряжениях, превышающих напряжение пробоя Uпр, возникает
электрический пробой и ток резко возрастает.
Важнейшими достоинствами диодов Шотки являются:
- наименьшие по сравнению с другими диодами напряжения открытого
состояния, в пределах 0,2…0,5 В. Это означает, что в диодах Шотки, по
сравнению с другими диодами, при одинаковом прямом токе рассеиваемая
мощность P
= UпрIпр меньше. Поэтому диоды Шотки отличаются
расс
меньшими тепловыми потерями;
- в открытом состоянии ток в них дрейфовый, т.к. его диффузионная
составляющая ничтожна. Поэтому у диодов Шотки нет диффузионной
ёмкости, емкость чисто барьерная и небольшая, они отличаются высоким
быстродействием.
4. КОНТАКТ ПОЛУПРОВОДНИКОВ Р- И N-ТИПА
4.1. Основные свойства p-n перехода
Контакт p и n полупроводников, или p-n переход, как и m-n переход,
является одним из распространенных видов контактов, используемых в
электронике. Его главным свойством является односторонняя проводимость,
т.е. способность хорошо проводить ток только при одной полярности
приложенного напряжения (прямое напряжение). При обратном напряжении
ток на несколько порядков меньше.
Как правило, одна из областей p-n перехода имеет намного более
высокую концентрацию донорной примеси Nд или акцепторной примеси Nа.
Область с большей концентрацией примесей называют также
сильнолегированной областью, с меньшей – слаболегированной. Такие
переходы называют асимметричными, их сильнолегированную область –
эмиттером, слаболегированную – базой. Сильнолегированную область
обозначают n
+
или
+
p
, рис. 15:
24
Рис. 15
На границе p и n областей существуют значительные градиенты
концентрации свободных электронов и дырок dn/dx и dp/dx. Поэтому в p-n
переходе даже в отсутствие внешнего напряжения происходит диффузия
основных носителей в смежную область, т.е. наблюдается диффузионный ток
основных носителей Iдф. При этом в p-n+ переходе dn/dx >> dp/dx, и поэтому
будет преобладать электронная составляющая диффузионного тока I
.
дф.n
В p+-n переходе dn/dx << dp/dx, и поэтому будет преобладать дырочная
составляющая I
дф.p
.
Диффузия основных носителей в смежную область, где они становятся
неосновными, приводит к рекомбинации с основными носителями смежной
области. В результате рекомбинации в приграничных областях концентрация
свободных электронов и дырок очень низкая, образуется обедненный слой. В
этом слое атомы примесей превращаются в нескомпенсированные ионы. Из-за
очень низкой концентрации подвижных носителей заряд
нескомпенсированных ионов примесей будет здесь главным типом
электрических зарядов. В приграничных областях возникают два слоя таких
зарядов: отрицательный заряд в р–области, положительный заряд в
n-области, рис. 15. Эти заряды создают собственное электрическое поле p-n
перехода с контактной разностью потенциалов φк0.
Собственное электрическое поле p-n перехода – тормозящее для
диффундирующих основных носителей (образует потенциальный барьер). Это
ограничивает диффузию основных носителей. Это же поле является
ускоряющим для неосновных носителей, что вызывает встречный дрейф
неосновных носителей, т.е. встречный дрейфовый ток Iдр = I
дф.p
+ I
дф.n
. Чем
интенсивнее диффузия, тем сильнее поле перехода и больше дрейфовый ток.
Поэтому возникает устойчивое равновесие диффузионного и дрейфового
токов, в результате чего тока во внешней цепи нет. Выравнивания
концентраций, как это было бы, например, при диффузии газов, не
происходит.
Если к переходу приложено внешнее напряжение, сила поля в переходе
изменяется. Когда к р–области приложен плюс внешнего источника, т.е.
при прямом напряжении, поле в переходе ослабевает (потенциальный барьер
понижается):
φ
к
= φ
к0
- U
пр .
25
(23)
ДА
ДАK00
NqN
)N(N2εε
w
Поэтому усиливается диффузия основных носителей, и ослабевает
дрейф неосновных. Возникает большой прямой ток Iпр – большой
диффузионный ток основных носителей. Когда к р-области приложен минус
(меньший потенциал), т.е. при обратном напряжении, поле в переходе
усиливается (потенциальный барьер возрастает):
φ
к
= φ
к0
+ U
обр .
(24)
Диффузия основных носителей при этом ослабевает. Возникает
преобладание дрейфового тока неосновных носителей, т.е. обратный ток I
обр
Так как концентрация неосновных носителей очень мала, обратный ток
намного, на несколько порядков, меньше. Этим и объясняется главное
свойство p–n перехода: высокая проводимость при прямом напряжении, очень
низкая – при обратном напряжении.
4.2. Основные числовые характеристики p-n перехода
Контактную разность потенциалов в отсутствие внешнего напряжения
.
можно найти по формуле:
k0
NAN
k0 = T
n
ln ––––– . (25)
Д
2
i
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 10
18
-3
см
и собственную концентрацию кремния при комнатной температуре
ni ≈ 1010 см-3, получим типичную величину:
≈ 0,84 В. (26а)
k0
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)
26
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 φ
в (26б) φ
k0
из (23) или (24).
k
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 = U
/w (27)
обр
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
27
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 U
обр
.
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 U
с I
создаёт наклон допробойной части ВАХ.
0,
и, складываясь
обр
5. ДИОДЫ НА ОСНОВЕ M-N, P-N ПЕРЕХОДОВ
И P-I-N СТРУКТУРЫ
5.1. Мощный выпрямительный диод
К мощным относят высоковольтные и сильноточные диоды, переход
которых способен выдерживать большие обратные напряжения (до
нескольких кВ) и большие прямые токи (до нескольких кА).
Согласно (27), при заданном обратном напряжении U
обр
< Uпр
напряжённость поля в p-n переходе можно понижать, увеличивая толщину его
обеднённого слоя w. Тем самым достигается увеличение напряжения пробоя
Uпр. Увеличение w, согласно (26б), достигается уменьшением концентрации
примесей. Поэтому одну из областей, базу высоковольтного p-n диода,
делают слаболегированной. В m-n диодах Шотки Uпр намного меньше, и в
качестве высоковольтных диодов они не используются.
Толщина p-n перехода будет ещё больше, если сделать
слаболегированной и вторую область. Однако в этом случае уменьшатся
градиенты концентрации обоих видов носителей, и поэтому окажется
небольшим диффузионный прямой ток. Поэтому вторую область перехода,
эмиттер, делают сильнолегированной. Это позволяет сделать достаточно
большой электронную или дырочную составляющие диффузионного тока. Тем
самым обеспечивается необходимое значение прямого тока.
Увеличение допустимого прямого тока достигается также за счёт
увеличения площади p-n и m-n переходов. При этом снижается плотность
прямого тока Jпр = Iпр/S, которая не должна превышать критического значения.
Кроме того, при увеличении S уменьшается сопротивление открытого
28
состояния, что уменьшает тепловые потери при больших токах. Особенно
большой прямой ток достигается в диодах Шотки, так как их напряжение
открытого состояния и тепловые потери в 2…3 раза меньше, чем у p-n диодов.
Поскольку в ассиметричных p-n переходах (с эмиттером и базой)
одновременно максимизируется обратное напряжение и прямой ток, именно
такие, ассиметричные переходы наиболее распространены.
Мощные выпрямительные диоды применяются в выпрямителях –
преобразователях переменного тока в постоянный.
5.2. Импульсные и высокочастотные диоды
Импульсные диоды должны обладать минимальным временем
переключения из закрытого состояния в открытое и наоборот. В
высокочастотных диодах минимальны паразитные реактивные составляющие
токов. То и другое обеспечивается, в основном, минимизацией барьерной и
диффузионной ёмкостей диодов.
Уменьшение барьерной ёмкости m-n и p-n переходов, согласно (16),
достигается уменьшением площади контакта S. На сегодня, благодаря
интегральной технологии, она может составлять всего несколько десятков нм2.
Однако уменьшение S находится в противоречии с необходимостью
обеспечить заданный прямой ток. Поэтому выбор S и других величин в (16)
всегда компромиссен. Известны также попытки перехода от кремния к
полупроводникам с меньшей величиной εε0.
Диффузионная ёмкость отсутствует в диодах Шотки, что делает их
основным типом для указанных применений.
В диодах с p-n переходом диффузионную ёмкость удаётся уменьшить за
счёт уменьшения толщины базы. На рис. 17 изображены p-n+ диоды с обычной
(а) и тонкой базой (б):
а) б)
Рис. 17
29
Т.к. у этих диодов эмиттером является сильнолегированная n-область,
при прямом напряжении будет наблюдаться преимущественно электронный
диффузионный ток. Рис. 17 демонстрирует распределение свободных
электронов в обоих диодах. Очевидно, что в диоде с тонкой базой
пространство, где существует диффузионный заряд, а также сам этот заряд,
намного меньше. Поэтому здесь намного меньше и диффузионная ёмкость.
Согласно (17), диффузионную емкость p-n диода можно также
уменьшить, уменьшив среднее время жизни неосновных носителей в базе τ.
Для этого, например, можно несколько увеличить концентрацию
примеси в базе, что вызовет более интенсивную рекомбинацию и
уменьшение τ.
Всё сказанное в равной степени относится к m-n и p-n переходам в
интегральных схемах, где они используются не только в качестве диодов, но и
в составе других элементов.
5.3. Стабилитрон
Стабилитрон – диод, предназначенный для стабилизации напряжения
в режиме электрического пробоя. В таком диоде используется кремниевый pn переход, отличающийся способностью работать при температурах до 1250 С
и малой склонностью к возникновению теплового пробоя.
Схема включения стабилитрона представлена на рис. 18.
Рис. 18
Здесь U
– нестабильное напряжение источника питания – батареи,
вх
аккумулятора, солнечной батареи и т.п. На стабилитрон подано обратное
напряжение, достаточное для возникновения электрического пробоя. R
огр
не
позволяет току в стабилитроне превысить предельно допустимое значение
I
обр.макс
. Тем самым исключается переход электрического пробоя в тепловой.
Сопротивление нагрузки Rн включено параллельно стабилитрону. Поэтому
напряжения на них равны и близки к напряжению пробоя Uпр. Напряжение на
нагрузке, в зависимости от крутизны участка пробоя, остаётся более или менее
стабильным.
30
Соседние файлы в предмете [НЕСОРТИРОВАННОЕ]