Диференціальний опір ідеалізованого p-n переходу

.

При прямому зміщенні r_диф зменшується з ростом струму. Диференціальний опір використовується для опису роботи p-n переходу.

1.6. Особливості реальних p-n переходів

У реальних p-n переходах, крім інжекції та екстракції неосновних носіїв заряду і їх дифузії в прилеглих до переходу електронейтральних областях, спостерігаються ще й інші фізичні ефекти, що впливають на вигляд вольт-амперної характеристики.

В області p-n переходу, як і в нейтральних областях напівпровідника, відбувається рекомбінація носіїв. Електрони з n-області, які мають достатню енергію, можуть попасти всередину переходу і рекомбінувати там з дірками, що надійшли з р-області. При цьому електрони покидають n-область, а дірки – р-область. Внаслідок такого руху носіїв виникає додатковий прямий струм, який називається струмом рекомбінації (рис. 4). Тому в реальному p-n переході прямий струм більший, ніж в ідеалізованому.

Рис. 4. Енергетична діаграма, яка пояснює виникнення струму рекомбінації

У реальному p-n переході потрібно враховувати опір бази r_б, який становить від десятків до сотень Ом. В результаті зовнішня напруга розподіляється між самим переходом і базовою областю. Тому в рівняння, яке описує вольт-амперну характеристику p-n переходу, замість U потрібно підставити U – I_пр ·r_б :

_.

Електрони і дірки, які утворюються в реальному p-n переході внаслідок термогенерації, після прикладення до цього переходу оберненої напруги починають рухатися в протилежних напрямках : електрони – у бік n-області, а дірки – у бік p-області. Дрейфовий рух цих носіїв заряду утворює струм генерації. Обернений струм p-n переходу включає дві складові: тепловий струм і струм генерації.

Реальні p-n переходи мають ділянки, які виходять на поверхню напівпровідникового кристалу. В приповерхневому шарі внаслідок забруднень поверхні та впливу поверхневого заряду між p- та n-областями можуть утворюватися канали, по яких протікатиме струм провідності. Цей струм збільшується пропорційно до оберненої напруги і при досить великому її значенні може перевищити тепловий струм і струм генерації. Для струму провідності характерна слабка залежність від температури.

Поряд з електропровідністю p-n перехід має і певну ємність. Ємнісні властивості переходу обумовлені наявністю по обидва боки від границі електричних зарядів, створених іонами домішок, а також рухомими носіями заряду, які знаходяться поблизу границі p-n переходу. Ємність p-n переходу поділяють на дві складові – бар’єрну та дифузійну. Бар’єрна ємність відображає перерозподіл зарядів у самому переході, а дифузійна ємність-перерозподіл накопичених зарядів поблизу переходу. При прямому зміщенні p-n переходу (режим інжекції) в основному проявляється дифузійна ємність, а при оберненому зміщенні (режим екстракції) – бар’єрна ємність. Повна ємність p-n переходу С_пер представляється сумою двох ємностей – дифузійної С_дф та бар’єрної С_бар :

С_пер = С_дф+С_бар.

В області низьких частот дифузійна ємність визначається співвідношенням

,

де k=0.5÷1 – коефіцієнт, залежний від товщини бази; τ_р – час життя нерівноважних неосновних носіїв (дірок) у базі (n-типу); U₌ – постійна складова прямої напруги.

В області високих частот дифузійна ємність зменшується з ростом частоти до нуля. Це пояснюється тим, що для дифузії неосновних носіїв через базу потрібний певний час, а на протязі малого періоду сигналу Т << τ_р заряд не встигає змінитися.

При U₌ >> φ_T отримаємо:

.

Величину бар’єрної ємності для різкого несиметричного p-n переходу можна визначити з наближеного виразу:

,

де S і l^*_пер – площа та ширина переходу при U=0; U – обернена напруга, прикладена до переходу.

При збільшенні прикладеної оберненої напруги U бар’єрна ємність зменшується із-за збільшення ширини p-n переходу. Залежність C_бар=f(U) називають вольт-фарадною характеристикою (рис. 5).

а

б

Рис. 5. Залежність ємностей p-n переходу (а) та нормованої бар'єрної ємності переходів різних типів (б) від напруги