Электронно-дырочный переход и его свойства

Электронно-дырочным пере­ходом называют тонкий слой между двумя частями полупроводникового кристалла, в котором одна часть имеет электронную, а другая - дырочную электропроводность.

На этой стадии важно понять, что полупроводниковый переход представля­ет собой изменение материала с p-типа на n-тип в пределах одной и той же непрерывной кристаллической решетки. При простом соединении образцов материала p-типа и материала n-типа не возникает p-n переход.

Технологический процесс создания электронно-дырочного перехода может быть раз­личным:

1. сплавление (сплавные диоды);

2. диффузия одного вещества в другое (диф­фузионные диоды);

3. эпитаксия — ориентированный рост одного кристалла на поверхности другого (эпитаксиальные диоды) и др.

По конструкции электронно-дырочные перехо­ды могут быть симметричными и несимметричными, резкими и плавными, плоско­стными и точечными и др. Однако для всех типов переходов основным свойством является несимметричная электропроводность, при которой в одном направлении кристалл пропускает ток, а в другом — не пропускает.

Устройство электронно-дырочного перехода показано на рис. 5.4.

Рис. 5.4. p-n переход и распределение объемного заряда в нем

Одна часть этого перехода легирована донорной примесью и имеет электронную прово­димость (n-область). Другая часть, легированная акцепторной примесью, имеет дырочную проводимость (p-область). Концентрация электронов в одной части и концентрация дырок в другой существенно различаются. Кроме того, в обеих частях имеется небольшая концентрация неосновных носителей. Электроны в n-области стремятся проникнуть в p-область, где концентрация электронов значительно ниже. Аналогично, дырки из p-области перемещаются в n-область. В результате встречного движения противоположных зарядов возни­кает диффузионный ток. Электроны и дырки, перейдя через гра­ницу раздела, оставляют после себя противоположные заряды, которые препят­ствуют дальнейшему прохождению диффузионного тока. В результате на границе устанавливается динамическое равновесие и при замыкании n и p областей ток в цепи не протекает.

Распределение плотности объемного заряда в переходе при­ведено на рис. 5.4. При этом внутри кристалла на границе раздела возникает собственное элект­рическое поле E_соб направление которого показано на рис. 5.4. Напряженность этого поля максимальна на границе раздела, где происходит скачкообразное из­менение знака объемного заряда. На некотором удалении от границы раздела объемный заряд отсутствует и полупроводник является нейтральным.

Высота потенциального барьера на p-n переходе определяется контактной разностью потенциалов n и p областей. Контактная разность потенциалов, в свою очередь, зависит от концентрации примесей в этих областях:

ψ = φ_TlnN_nP_p/n_i²

где φ_T = kT/q - тепловой потенциал, N_n, и P_p- концентрации электронов и ды­рок в N и P областях, n_i - концентра­ция носителей зарядов в нелегирован­ном полупроводнике. Контактная разность потенциалов для германия имеет значение

0,6... 0,7В, а для кремния 0,9... 1,2В. Высоту потенциального барьера можно изменять приложени­ем внешнего напряжения к р-n переходу. Если внешнее напряжение создает в p-n переходе поле, кото­рое совпадает с внутренним, то вы­сота потенциального барьера увели­чивается, при обратной полярности приложенного напряжения высота потенциального барьера уменьшает­ся. Если приложенное напряжение равно контактной разности потенциалов, то потенциальный барьер исчезает пол­ностью.

Если приложенное напряжение снижает потенциальный барьер, то оно называется прямым, а если повышает его - обратным. Приложение прямого и обратного напряжения к p-n переходу показано на рис. 5.5. Если к p-n переходу подключен внешний источник постоянного напряже­ния, то потенциальный барьер обедненного слоя увеличивается или уменьшается в зависимости от полярности поданного напряжения или смещения. На рис. 5.5 показаны оба случая: (а) обратное смещение, когда потенци­альный барьер увеличивается, а обедненный слой расширяется, и (б) пря­мое смещение, когда барьер уменьшается, а обедненный слой сужается. В случае обратного смещения через переход течет очень маленький ток, свя­занный с тепловым разрушением ковалентных связей в обеих областях. Нео­сновные носители имеют такую полярность, которая способствует их про­хождению через переход. Однако при комнатной температуре этот обратный ток у кремниевого перехода настолько мал (порядка 1 нА), что на практике им часто пренебрегают. Когда же переход смещен в прямом направлении, потенциальный барьер понижается, нарушается равновесие и часть элект­ронов из n-области и дырок из p-области теперь способны пересечь переход. Чем больше напряжение прямого смещения, тем ниже потенциальный ба­рьер, тем большее число электронов и дырок проходит сквозь обедненный слой и, следовательно, возникает ток, текущий через переход.

Следует отметить, что при увеличении э.д.с. прямого смещения, эффек­тивное сопротивление перехода уменьшается из-за понижения потенциаль­ного барьера. В результате небольшое увеличение напряжения, приложенно­го в прямом направлении, вызывает значительное увеличение тока. Обычно у маломощных кремниевых диодов напряжение прямого смещения 0,6 В вызывает ток около 1 мА, а при напряжении 0,8 В ток возрастает до 100 мА.

Рис.5.5. Приложение обратного (а) и прямого (б) напряжений к p-n переходу

Обратный ток в p-n переходе вызывается неосновными носителями одной из областей, которые, дрейфуя в электрическом поле области объемного заряда, попа­дают в область, где они уже являются основными носителями. Об­ратный ток зависит только от количества неосновных носителей, появляющихся на границах области объемного заряда. Внешнее приложенное напряжение не влияет на число носителей, проходящих через переход в единицу времени т.е на величину обратного тока. Следовательно, обратный ток через переход не зависит от высоты потенци­ального барьера, т. е. он остается постоянным при изменении обратного напряже­ния на переходе. Этот ток называется током насыщения и обозначается

I_обр = I_s.

При прямом смещении p-n перехода появляется (диффузионный) ток, вызванный диффузией основных носителей, преодолевающих потенциальный барьер. Пройдя p-n переход, эти носители попадают в область полупроводника, для которой они являются неосновными носителя­ми. Концентрация неосновных носителей при этом может су­щественно возрасти по сравнению с равновесной концентрацией. Та­кое явление носит название инжекцией носителей. Таким образом, при проте­кании прямого тока через пере­ход из электронной области в дырочную будет происходить инжекция электронов, а из ды­рочной области будет происхо­дить инжекция дырок. Диффузи­онный ток зависит от высоты потенциального барьера и по мере его снижения увеличивает­ся экспоненциально:

I_диф = I_se^U/φT,

где U - напряжение на p-n пере­ходе.

Кроме диффузионного тока прямой ток содержит ток проводимости, про­текающий в противоположном направлении, поэтому полный ток при прямом смещении p-n перехода будет равен разности диффузионного тока и тока проводимости:

I_пр = I_диф – I_s = I_s(e^U/φT – 1)

Уравнение называется уравнением Эберса - Молла, а соответствующая ему вольт - амперная характеристика p-n перехода приведена на рис. 5.6. Вольт - амперная характеристика p-n перехода представляет собой зависимость тока через переход при изменении на нем значения и полярности приложенного напряжения. Из графика видно, что кремниевый переход практически не проводит ток, пока э.д.с. прямого смещения не превышает 0,5 В. У германиевых пере­ходов эта величина меньше и составляет 0,2 В.

Рис. 5.6. Вольт - амперная характеристика p-n перехода

Поскольку при T = 300К тепловой потенциал φ_T = 25мВ, то уже при U = 0,1 В можно считать, что

I = I_диф = I_s e^U/φT

Дифференциальное сопротивление p-n перехода можно определить, воспользовав­шись формулой:

1/r_диф = dI/dU = 1/φ_T (I + I_s),

откуда получаем

r_диф = (I + I_s)/φ_T.

Так, например, при токе I = 1 А и φ_T = 25 мВ дифференциальное сопротивление пере­хода равно 25 мОм.

Предельное значение напряжения на p-n переходе при прямом смещении не превышает контактной разно­сти потенциалов ψ_к. Обрат­ное напряжение ограничива­ется пробоем p-n перехода. Пробой p-n перехода возни­кает за счет лавинного раз­множения неосновных носи­телей и называется лавинным пробоем. При лавинном про­бое p-n перехода ток через переход ограничивается лишь сопротивлением питающей p-n переход электрической цепи.

Полупроводниковый p-n переход имеет емкость, ко­торая в общем случае опре­деляется как отношение при­ращения заряда на переходе к приращению падения на­пряжения на нем, т. е.

С = dq/du.

Емкость перехода зависит от значения и полярности внешнего приложенного напряжения. При обратном напряжении на переходе эта емкость называется барьерной и оп­ределяется по формуле

C_бар = С_бар(0)/√(1 – U/ψ_k),

где ψ_к - контактная разность потен­циалов, U - обратное напряжение на переходе, С_бар (0) — значение барьерной емкости при U = 0, которое зависит от площади p-n перехода и свойств полу­проводникового кристалла. Зависи­мость барьерной емкости от приложен­ного напряжения приведена на рис. 5.7.

Рис.5.6. Зависимость барьерной емкости от напряжения на p-n переходе

Теоретически барьерная емкость существует и при прямом напряжении на p-n переходе, однако она шунтиру­ется низким дифференциальным со­противлением r_диф. При прямом смеще­нии p-n перехода значительно большее влияние оказывает диффузионная емкость, которая зависит от значения прямо­го тока I и времени жизни неосновных носителей τ_p. Эта емкость не связана с током смещения, но дает такой же сдвиг фазы между напряжением и током, что и обычная емкость. Значение диффузионной емкости можно определить по формуле

C_диф = Iτ_p/φ_T.

Полная емкость перехода при прямом смещении определяется суммой барьер­ной и диффузионной емкостей

C = C_диф +C_бар.

При обратном смещении перехода диффузионная емкость отсутствует и полная емкость состоит только из барьерной емкости.