§7.16. Напівпровідникові структури

7

Рис.7.33

.16.1. Однорідні напівпровідникові кристали використовують для виготовлення серії приладів: терморезисторів, фоторезисторів, тензодатчиків, де реалізується залежність опору кристалу від температури, освітленості, зовнішнього тиску. Але значно ширше використовуються прилади (діоди, транзистори, фотодіоди, світлодіоди, лазери, мікросхеми, процесори ЕОМ тощо), виготовлені з використанням напівпровідникових структур: електронно-діркових переходів(p-n–переходів) і бар’єрів Шоткі. Зокрема, бар’єр Шоткі – це контакт металу і напівпровідника із спеціально підібраними роботами виходу електронів з них. Електронно-дірковий перехід – це контакт двох областей одного кристалу з різними типами провідності (p- і n-) (рис. 7.33)

Основними носіями в p-області є дірки з концентрацією p, в n-області – електрони з концентрацією n. В цей же час у цих областях є і неосновні носії: електрони в p-області з концентрацією n_p і дірки в n-області з концентрацією p_n. Оскільки повинні виконуватись співвідношення , а в симетричному p-n-переході і p = n, то мають місце нерівності

.

Таким чином, на границі областей реалізується сильний градієнт концентрацій електронів і дірок, що викликає дифузію електронів з n-області в p-область і дірок з p-області в n-область. Ці дифузійні потоки описуватимемо як дифузійний струм основних носіїв з густинами та (рис. 7.33). В об’ємі областей локальна нейтральність забезпечується виконанням рівностей і (рис. 7.31). В приконтактних областях нейтральність порушується: приконтактний шар p-області заряджається негативно (заряд нескомпенсованих акцепторів), а приконтактний шар n-області заряджається позитивно (заряд нескомпенсованих донорів). Отже, виникає контактне електричне поле у вигляді подвійного зарядженого шару. Це поле перешкоджає подальшій дифузії основних носіїв, тобто виникає для них потенціальний бар’єр висотою . До такого ж результату м

Рис.7.34

ожна прийти і з термодинамічних міркувань. Дійсно, рівновага між областями настане, коли вирівняються енергії Фермі в обох областях: . Якщо на рис. 7.31 енергетичну діаграму p-типу зафіксувати (умовно заземлити p-область), то енергетичну діаграму n-типу потрібно опустити так, щоб вирівнялась енергія Фермі. А це призведе до викривлення зон і виникнення бар’єру (рис. 7.33).

Оскільки в області контактного поля рівень Фермі розміщений посередині забороненої зони, що відповідає власному напівпровіднику, то концентрація носіїв в цій області дуже мала , а значить, опір дуже великий. І тому ця область називається запірним шаром. Ширина цього шару

тим менша, чим сильніше леговані n- і p- області: .

Густина дифузійних струмів основних носіїв визначаються висотою потенціального бар’єру:

. (7.111)

В цей же час для неосновних носіїв бар’єру немає; більш того, контактне поле прискорює ці носії, викликаючи дрейфові струми неосновних носіїв густиною . Густина дрейфового струму лінійно залежить від напруженості контактного поля (закон Ома), тобто значно слабше від експоненційної залежності для густини дифузійного струму. І тому дрейфові струми наближено можна вважати постійними. Оскільки вектори густин дифузійного і дрейфового струмів напрямлені протилежно, то повний струм через p-n-перехід в рівноважних умовах дорівнює нулю, тобто

.

7.16.2. Прикладемо до p-n-стуктури зовнішню наругу так, як показано на рис. 7.34; таке ввімкнення називається прямим. В цьому випадку напруженість зовнішнього поля напрямлена протилежно до , і тому напруженість результуючого поля зменшиться, потенціальний бар’єр понизиться на і стане рівним . Якщо p-область вважати умовно заземленою, то рівень Фермі в n-області підніметься на .

У відповідності з (7.111) густини дифузійних струмів основних носіїв зростуть і стануть рівними

(7.113)

Одночасно з тим p-область збагатиться додатковими неосновними носіями (електронами), а n-область – дірками. Має місце інжекція неосновних носіїв струму. Оскільки густина дрейфового струму неосновних носіїв через p-n–перехід залишається практично незмінною (рівноважною), то густина повного струму

. (7.114)

Врахувавши, що , після підстановки (7.111) та (7.113) отримаємо густину прямого струму

(7.115)

де – сумарна густина дрейфового струму неосновних носіїв.

Е

Рис.7.35

кспоненційний ріст прямого струму з ростом U_з має місце до тих пір, доки U_з < ₀. Якщо ж U_з ≥ ₀, бар’єр на p-n-переході зникає, і залежність струму від напруги стає лінійною, у відповідності з законом Ома.

Якщо прикласти до p-n-структури зовнішню напругу так, як показано на рис. 7.35, то таке ввімкнення називається зворотним. У цьому випадку напрямки контактного і зовнішнього полів співпадають, результуюче поле збільшиться, бар’єр зросте на еU_з і стане рівним е(U_з + ₀). При практично незмінному дрейфовому струмі неосновних носіїв струм основних носіїв зменшиться. І через p-n-перехід протікатиме слабкий зворотний струм з густиною

Рис.7.36

. (7.116)

Формули (7.115) та (7.116) можна об’єднати і користуватися лише першою, вважаючи пряму напругу додатною, а зворотну – від’ємною. Вольт-амперна характеристика p-n-переходу, у відповідності з (7.115), матиме вигляд, показаний на рис. 7.36. Оскільки при кімнатній температурі , то вже при зворотній напрузі зворотний струм насичується і його густина стає рівною , а відношення при вказаній напрузі перевищує три порядки. Отже, p-n-перехід (напівпровідниковий діод) забезпечує пропускання струму лише в одному напрямку, тобто випрямляє змінний струм.

Розділ 8. Фізика ядра та елементарних частинок