Добавил:
Upload Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.
Вуз: Предмет: Файл:
Фомичев Ю.М., Сергеев В.М. -- Электроника. Элементная база, аналоговые и цифровые функциональные устройства.doc
Скачиваний:
126
Добавлен:
25.03.2016
Размер:
19.15 Mб
Скачать

3.4.2. Акцепторная примесь

Рис. 3.3. Акцепторная примесь

Уровни этой примеси располагаются близко к потолку валентной зоны. Электроны валентной зоны ионизируют атомы примеси, создавая свободные носители – дырки, которые превалируют над электронами и являются основными носителями:

pP >> nр.

Такой полупроводник называется дырочным, или р-типа. Уровень Ферми у него согласно (3.5) лежит ниже середины запрещенной зоны (рис. 3.3).

3.5.P-n-переход

P-n-переход – это область технологического контакта между слоями полупроводников n- и р-типа. Главной особенностью этого контакта является его ярко выраженная нелинейность – проводимость при одной полярности внешнего напряжения (прямое смещение) намного больше, чем при другой полярности (обратное смещение). И хотя p-n-переход может, как это будет показано, использоваться для разных целей, главное его применение – как элемента с преимущественно односторонней проводимостью (вентильного, выпрямительного элемента).

В основном для получения p-n-переходов используют примесные полупроводники с существенно различной концентрацией основных носителей. Рассмотрим пример, когда удельное сопротивление n-слоя значительно меньше, чем у р-слоя:

Рис. 3.4. Энергетическая диаграмма p-n-перехода

nn>>pn ,

соответственно на основании (3.4) для неосновных носителей верно обратное неравенство, т. е.

pn << nр.

Поскольку уровень Ферми при равновесном состоянии твердого тела расположен горизонтально, то зонная диаграмма p-n-перехода приобретает вид, изображенный на рис. 3.4.

Хорошо видно, что разность уровня Ферми в n- и р-слоях приводит к энергетическому «искривлению» разрешенных зон: в области контакта появляется потенциальный барьер 0.

Этот барьер создает поле, препятствующее переходу основных носителей из одного слоя в другой (пунктирная траектория электрона слоя n), и является ускоряющим для неосновных носителей (сплошная траектория для электрона слоя р). Искривление энергетической диаграммы распространяется на ширину l0, составляющую порядка одного микрона. В этом промежутке свободных носителей практически нет: неосновные быстро «проскальзывают» его за счет дрейфа в ускоряющем поле потенциального барьера, а основные носители, диффузии которых барьер препятствует, практически туда не попадают. Этот участок на границе двух слоев, обладающий очень большим сопротивлением по сравнению с остальными участками n- и р-слоев, собственно и называется p-n-переходом.

Рис. 3.5. Равновесное состояние p-n-перехода

В равновесном состоянии, когда внешнее напряжение, приложенное к p-n-переходу, равно нулю (рис. 3.5), малое число основных носителей, обладающих энергией, достаточной для преодоления потенциального барьера, уравновешивается встречным движением малого же числа неосновных носителей, свободно дрейфующих в поле перехода. В результате ток через переход равен нулю.

При прямом смещении, когда внешнее напряжение приложено такой полярностью, чтобы снизился потенциальный барьер, равновесие нарушается в сторону основных носителей, которыми обусловливается прямой ток Iп (рис. 3.6).

Рис. 3.6. Прямое смещение p-n-перехода

Зависимость величины прямого тока от приложенного напряжения Uп оень резкая, почти экспоненциальная. Следует обратить внимание на сужение области p-n-перехода, последствия которого будут рассмотрены далее.

При обратном смещении внешнее поле, суммируясь с полем потенциального барьера, делает практически нулевым поток основных носителей, в то время как дрейф неосновных носителей остается почти неизменным. Ток через переход меняет направление (рис. 3.7).

Рис. 3.7. Обратное смещение p-n-перехода

Обратный ток I0 определяется неосновными носителями и поэтому очень мал. Ширина p-n-перехода в обратном включении возрастает.

Математическая связь между приложенным напряжением U и протекающим через p-n-переход током I определяется уравнением

(3.6)

где m – коэффициент, зависящий от материала полупроводника (для кремния m = 2);

IS – обратный ток насыщения.

На основании (3.6) можно построить график зависимости I=F(U) – вольтамперную характеристику, из которой с очевидностью видна преимущественно односторонняя проводимость p-n-перехода (рис. 3.8).

Рис. 3.8. Вольт-амперная характеристика p-n-перехода

При прямом смещении в (3.6) надо подставлять U > 0, при обратном – U < 0. Резкое нарастание прямого тока у кремниевых p-n-переходов наступает в районе 0,60,8 В. Обратный ток при U0>>mТ становится независимым от напряжения и равным IS.

Значение IS (на примере донорной примеси) соответствует числу неосновных носителей – дырок:

где Nд const – число атомов донорной примеси. Подставляя зависимость ni от температуры и ширины запрещенной зоны (3.2), получаем

; (3.7)

Iʹ0 = const.

Из (3.7), в силу неравенства З >>Т следует резкая зависимость обратного тока от ширины запрещенной зоны (материала проводника). Так, у кремния при прочих равных условиях (концентрации примеси, геометрических размеров p-n-перехода) значение обратного тока почти на 3 порядка меньше, чем у германия.

Из (3.7) можно получить и зависимость IS от температуры:

IS(T)= IS(T0) eT, (3.8)

где Т0 = 300 К (комнатная температура),   0,1 для кремния.

Соотношение (3.8) свидетельствует о резкой зависимости обратного тока от температуры.

Из (3.6) можно получить дуальное соотношение

. (3.9)

Пренебрегая единицей в (3.9), с учетом (3.7), записываем:

. (3.10)

Из (3.10) следует практически линейная зависимость напряжения на p-n-переходе при прямом смещении от температуры.

Зависимости обратного тока и прямого напряжения от температуры следует учитывать при расчете температурных нестабильностей устройств на основе p-n-переходов. С другой стороны, эти зависимости можно использовать как полезные для построения твердотельных датчиков температуры. Конструктивно оформленный p-n-переход (герметичный корпус, внешние выводы) называется диодом.