Электронно-дырочный переход при подключении внешнего напряжения (внешнем смещении)

N p

 

 

положительный ион p-n–переход отрицательный ион

 

Рис.2 Структура электронно-дырочного перехода, (для электронов и дырок стрелками показано хаотическое тепловое движение)

 

Электронно-дырочный переход создают внутри полупроводника путем введения в одну его область донорной, а в другую – акцепторной примеси. В зависимости от степени легирования областей полупроводника, т. е. концентрации основных носителей, различают симметричные и несимметричные (или резкие) электронно-дырочные переходы.

В симметричных переходах концентрация основных носителей в областях полупроводника почти одинакова (число дырок р в полупроводнике р - типа примерно равно числу электронов n в полупроводнике n-типа: p _p ≈ n _n ).

В несимметричных переходах концентрации основных носителей могут различаться во много раз (дырок р в полупроводнике р -типа во много раз больше, чем электронов n в полупроводнике n-типа : p_p >> n _n или может быть наоборот n _n >> p _p). Несимметричныеэлектронно-дырочные переходы распространены больше.

По конструктивному исполнению переходы могут быть плоскостными и точечными. Плоскостным называют переход, у которого линейные размеры, определяющие его площадь, намного превышают его толщину. При малых линейных размерах контактирующей площади переходы относят к точечным.

1.3.Физические процессы.Рассмотрим процессы в переходе полупроводника на рис.2 , р-область которого легирована акцепторными примесями, а n-область – донорными.

При комнатной температуре атомы акцепторных и донорных примесей полностью ионизированы, т.е. они – это неподвижные отрицательные ионы акцепторов в р-области или положительные ионы доноров в n-области. Поэтому в р-области концентрация p _p подвижных основных зарядов – дырок практически равна концентрации неподвижных отрицательных ионов акцепторов N_А , т.е. p _p = N_А.

В полупроводнике n-типа концентрация подвижных основных зарядов – электронов n _n равна концентрации неподвижных положительных ионов доноров N_Д , т.е. n _n = N_Д.

Суммарный заряд положительных и отрицательных зарядов, подвижных и неподвижных, в каждой области полупроводника равен нулю.

Кроме основных подвижных носителей заряда – большого количества дырок в р-области и большого количества электронов в n-области (рис.2), в результате тепловой генерации пар зарядов, в обеих областях содержатся в небольших количествах неосновные подвижные носители – электроны n в р-области и дырки р в n-области (рис.2).

Концентрация основных носителей заряда намного больше концентрации неосновных носителей, т.е. p _p >> p _n , а n _n >> n _p . При этом на границе раздела областей с различным типом проводимости возникает разность концентраций подвижных носителей, под действием которой будет происходить диффузия – переход зарядов из области с высокой концентрацией в область с низкой концентрацией.

Электроны из полупроводника n-типа диффун­дируют в полупроводник р-типа, где их мало, а в обратном направ­лении из полупроводника р-типа в полупроводник n-типа диффундируют дырки.

В результате диффузии основных носителей за­ряда перераспределяются электрические заряды в об­ластях кристалла, примыкающих к металлургической Рис.3 границе (плоскости, где меняется тип проводимости), и нарушается их электрическая нейтральность. Дырки, переходя в n-область, рекомбинируют с электронами этой области и в ней появляются некомпенсирован­ные неподвижные положительные заряды (ионизиро­ванные доноры).

Электроны, переходя в р-область, рекомбинируют с дырками этой области и в ней появляются неком­пенсированные неподвижные отрицательные заряды (ионизирован­ные акцепторы).

 

1.4. Электрическое поле p-n – перехода и электрические токи.В результате диффузии носителей по обе сто­роны от металлургической границы – границы раздела двух полупроводников с различным типом электро­проводности – возникает область объ­емного заряда, состоящая из двух разноименных заряженных слоев (рис. 2 и рис.3,а).

В области n возникает положительный объемный заряд. Он образован главным образом положительно заряженными неподвижными ионами донорной примеси (рис.2 и рис.3) и в небольшой степени – пришедшими в эту область дырками.

Подобно этому в р - области возникает отрицательный объемный заряд, образованный отрицательно заряженными неподвижными ионами акцепторной примеси и, отчасти, пришедшими сюда электронами. На рис.3, а для упрощения носители и атомы примесей показаны только в области перехода.

Область образовавшихся объемных зарядов, разделяющая n- и р- области полупроводника, называется электронно-дырочным или р-n–переходом. Область р-n–перехода имеет пониженную концентрацию основных подвижных зарядов по сравнению с остальной частью полупроводника, вследствие чего она является высокоомной частью структуры и обладает меньшей электропроводностью. Иногда называют этот слой запирающим слоем.

Положительный и отрицательный объемные заряды в обеих частях перехода одинаковы, поэтому переход электрически нейтрален.

Между некомпенсированными разными по знаку зарядами ионов запирающего слоя возникает электрическое поле, называемое диффузион­ным электрическим полем, т.к. оно возникло из-за диффузии. Это поле направ­лено от n - области к р - области. По­тенциал n - области положителен по отношению к потенциалу р - об­ласти.

Напряженность диффузион­ного электрического поля (вектор напряженности Е_к на рис.3,а) максимальна на границе изменения знака заряда, где происходит изменение плотности и знака объем­ных зарядов.

Между образовавшимися объемными зарядами возникает так называемая контактная разность потенциалов

 

U_к = φ_n – φ_р.

 

На рис.3,б изобра­жена потенциальная диаграмма р-n – перехода для рассматриваемого случая, когда внешнее напряжение к переходу не приложено. Как видно из рис.3, в p-n – переходе возни­кает потенциальный барьер, препятствую­щий диффузионному переходу носите­лей.

Высота потенциального барьера равна контактной разности потенциалов U_к и обычно состав­ляет десятые доли вольта. Она может быть определена по формуле

 

U_к = φ_Т ln (p_p / p_n) или U_к = φ_Т ln (n_n / n_p),

 

где φ_Т = kT/q – температурный потенциал, при комнатной температуре φ_Т ≈ 0,025В;

k = 1,38·10^–23 Дж/К – постоянная Больцмана;T – температура в градусах Кельвина; q – заряд электрона; p_p – концентрация дырок в полупроводнике р-типа; p_n – концентрация дырок в полупроводнике n-типа; n_n – концентрация электронов в полупроводнике n-типа; n_p – концентрация электронов в полупроводнике р-типа.

При средней концентрации примесей для германия, например, U_к = 0,3-0,4 В, а в кремнии U_к = 0,7-0,8В , в арсениде галлия U_к = 0,1-0,2 В.

 

Ширину р-n–перехода или запирающего слоя можно определить по формуле

 

,

 

где ε – относительная диэлектрическая проницаемость полупроводника;

ε_о = 8,85·10^–12 – электрическая постоянная, Ф/м;

U_к – контактная разность потенциалов, В;

N_A – концентрация акцепторов, м^–3;

N_Д – концентрация доноров, м^–3 ;

Q = 1,6 ·10^–19 – заряд электрона, Кл.

 

Для германия, например, в зависимости от концентрации примесей N_A и N_Д ширина р-n–перехода или запирающего слоя может быть d = 10 ^{– 6} … 10 ^{– 2 мм.}

Возникшее диффузионное электрическое поле Е_к (рис.3,а) направлено так, что препятствует дальнейшей диффузии (переходу) основных носителей через р-n – переход. Преодолеть действие сил электрического поля перехода могут только основные носители, обладающие высокой собственной энергией. Для неосновных носителей поле объемных зарядов является ускоряющим и обуславливает появление встречного (дрейфового) потока неосновных носителей.

Одновременно с диффузионным пере­мещением основных носителей через гра­ницу происходит и обратное переме­щение носителей под действием электри­ческого поля контактной разности по­тенциалов U_к. Это поле перемещает дырки из n-области обратно в р-область и электроны из р-области обратно в n-область. На рис. 3,а такое перемещение неосновных носителей (дрейф) показано также стрелками.

При постоянной темпе­ратуре р - n – переход находится в состоя­нии динамического равновесия. Каждую секунду через границу в противополож­ных направлениях диффундирует опре­деленное число электронов и дырок, а под действием поля столько же их дрейфует в обратном направлении.

Перемещение носите­лей за счет диффузии – это диффузион­ный ток I _диф, т.е. ток основных носителей заряда. Движение носителей заряда под действием электрического поля – ток дрейфа i_др , т.е. ток неосновных носителей.

В установившемся режиме, т.е. при дина­мическом равновесии перехода, эти токи равны

I _диф = I_др

 

и противоположны по направле­нию.

Поэтому полный ток через р - n – переход равен нулю

 

I _р-n = I _диф – I_др = 0,

 

что и должно быть при отсутствии внешнего напряжения.

Каж­дый из токов I _диф и I_др имеет электрон­ную и дырочную составляющие

 

I _диф = I _{n диф} + I _{p диф} ,

I_др = I _{n др} + I _{p др} .

 

Значе­ния этих составляющих различны, так как зависят от концентрации и под­вижности носителей. Высота потенциаль­ного барьера всегда устанавливается именно такой, чтобы наступило равно­весие, т. е. диффузионный ток I _диф и ток дрейфа I_др компенсируют друг друга.

На рис.3,в показано распределение концентрации носителей в р - n – переходе. Взяты значения концентраций, характер­ные для германия. Так как концентра­ции основных и неосновных носителей отличаются друг от друга в миллионы раз, то по вертикальной оси они отло­жены в логарифмическом масштабе.

Концентрации примесей в областях n и р обычно бывают различными. Именно такой случай показан на рис. 3,в. В полупроводнике n-типа концентрации основных и неосновных носителей взяты соответственно n_n = 10 ¹⁸ и р_n = 10 ⁸ см ^{– 3}, а в полупроводнике р-типа концентра­ция примесей меньше, и поэтому р_р = 10 ¹⁶ и n_р= 10 ¹⁰ см ^{– 3}.

Как видно, в р - n – переходе кон­центрация электронов плавно меняется от 10¹⁸ до 10¹⁰ см ^{– 3}, а концентрация дырок – от 10 ¹⁶ до 10 ⁸ см ^{– 3}. В резуль­тате этого в средней части перехода образуется слой с малой концентра­цией носителей (так называемый обеднен­ный носителями слой). Например, на самой границе концентрация электронов составляет 10¹⁴ см ^{– 3}, т. е. она в 10 000 раз меньше, чем в области n, а концентра­ция дырок равна 10¹² см ^{– 3}, и она тоже в 10 000 раз меньше, чем в об­ласти р. Соответственно и удельная электрическая проводимость р - n – перехода будет во много раз меньше, чем в остальных частях областей n и р.

Можно также рассматривать слой, обед­ненный подвижными носителями, как результат действия диффузионного электрического Е_к. Это поле «выталкивает» из пограничных слоев подвижные носители: электроны перемещаются в область n, а дырки – в область р.

Таким образом в р - n – переходе воз­никает слой, называемый запирающимслоем и обладающий большим сопротивле­нием по сравнению с сопротивлением остальных объемов n - и р -полупроводников.

 

 

2.1. Электронно-дырочный переход при прямом напряжении (прямом смещении).Пусть источник внешнего напряже­ния подключен положительным полюсом к полупроводнику р-типа (рис.4,а), а отрицательным – к n-типу. Такое напряжение, у которого поляр­ность совпадает с полярностью основ­ных носителей, называется прямым.

Действие прямого напряжения U_пр, вызывающее ток, называемый прямой токi_пр через переход, поясняется потенциальной диаграммой на рис. 4,б. (На этом и следующих рисунках потенциальная диаграмма изображена упрощенно. При рассмотрении р-n–перехода процессы в остальных частях цепи не представляют интереса. Поэтому на диаграммах не показано изменение потенциала вдоль n- и р-областей, т.е. их сопротивление принято равным нулю. Не показано также изменение потенциала в контактах областей n и р с электродами, к которым присоединены провода от источника напряжения.)

Электрическое поле Е_пр, создаваемое в р-n–переходе прямым напряжением U_пр, действует на встречу полю контактной разности потенциалов.

Это показано на рисунке векторами Е_к и Е_пр. Результирующее поле становится слабее, и разность потенциалов в переходе умень­шается, т. е. высота потенциального барьера понижается U_к – U_пр, возрастает ток I _диф, так как большее число носителей может преодолеть пониженный барьер.

Ток дрейфа I _др при этом почти не изменяется, так как он зависит главным образом от числа неосновных носителей, попадающих за счет своих тепловых скоростей на р-n–переход из n- и р-областей. Если пренебречь паде­нием напряжения на сопротивлении областей n и р, то напряжение на переходе можно считать равным U_к – U_пр. Для сравнения на рис. 4,б штриховой линией повторена потенциальная диа­грамма при отсутствии внешнего напря­жения.

Как известно, в этом случае токи I _диф и I _др Рис.4 равны и компенсируют друг друга. При прямом напряжении I _диф > I _др и поэтому полный ток через переход, который в этом случае называется прямой ток, уже не равен нулю

 

I_пр= (I _диф – I _др) > 0.

 

Если барьер значительно понижен, то I _диф >> I _др и можно считать, что

 

I_пр ≈ I _диф ,

 

т. е. прямой ток в переходе является чисто диффузионным.

Введение носителей заряда через по­ниженный под действием прямого напря­жения потенциальный барьер в область, где эти носители являются неосновными, называется инжекцией носителей заряда. Слово «инжекция» означает «введение, впрыскивание». Она играет большую роль в работе полупроводниковых приборов.

Область полу­проводникового прибора, из которой инжектируются носители, называется эмиттерной областью или эмиттером. А область, в которую инжектируются не­основные для этой области носители заряда, называется базовой областью или базой. Таким образом, если рассматривать инжекцию электронов, то n-область является эмиттером, а р-область – базой. Для инжекции дырок, наоборот, эмиттером служит р-область, а базой – n-область.

Обычно концентрация примесей, а следовательно, и основных носителей в n- и р-областях весьма различна. Поэтому инжекция электронов из области с более высокой концентрацией основных носителей преобладает. Соответственно этому области и называют «эмиттер» и «база». Например, если n _n >> р _р , то инжекция электронов из n-области в р-область значительно пре­восходит инжекцию дырок в обратном направлении. В данном случае эмиттером считают n-область, а базой – р-область, так как инжекцией дырок можно пренебречь.

При прямом напряжении не только понижается потенциальный барьер, но также уменьшается ширина запирающего слоя (d_пp < d) и его сопротивление в прямом направлении R_пр становится малым (единицы - десятки Ом).

Ширину запирающего слоя при прямом включении d_пp , т.е. толщину р-n–перехода можно определить по формуле

 

 

.

 

Поскольку высота потенциального барьера U_к при отсутствии внешнего напряжения составляет несколько десятых долей вольта, например, для кремния Si

U_к = 0,7-0,8В, то для значительного понижения барьера и существенного уменьшения сопротивления запирающего слоя, достаточно подвести к р-n–переходу такое же прямое напряжение (U_пр = десятые доли вольта). По­этому большой прямой ток I_пр можно полу­чить при очень небольшом прямом напряжении U_пр.

Очевидно, что при некотором прямом напряжении можно вообще уничтожить потенциальный барьер в р-n–переходе. Тогда сопротивление перехода R_рn, т. е. за­пирающего слоя, станет близким к нулю и им можно будет пренебречь.

Прямой ток I_пр в этом случае возрастет и будет зависеть только от сопротивлений n- и р-области – R _n и R _p. Теперь уже этими сопротив­лениями R _n и R _p пренебрегать нельзя, так как именно они остаются в цепи и опреде­ляют силу тока.

Поясним это числовым примером. Пусть в некотором диоде при пря­мом напряжении, близком к нулю, сопротивление запирающего слоя, т.е. самого р-n–перехода, равно R_рn = 200 Ом, а сопротивление n- и р-областей – R _n и R _p – по 5 Ом. В этом случае полное сопротивление диода составляет 200 + 2·5 = 210 Ом, т. е. примерно равно сопротивлению самого р-n–перехода (R_рn = 200 Ом).

А если при не­котором прямом напряжении U_пр потенциальный барьер исчезает и сопротивление перехода ста­новится R_рn = 0,5 Ом, то полное сопротив­ление, равное теперь 0,5 + 2 · 5 = 10,5 Ом, можно приближенно считать состоящим только из двух сопротивлений по 5 Ом, т. е. допустимо пренебречь сопротивле­нием перехода R_рn.

2.2. Электронно-дырочный переход при обратном напряжении (обратном смещении).Пусть источник внешнего напряже­ния подключен положительным полюсом к полупроводнику n-типа (рис.5,а), а отрицательным – к р-типу. Такое напряжение, у которого поляр­ность не совпадает с полярностью основ­ных носителей, называется обратным.

Под действием такого обратного напряжения U_обр через переход протекает очень небольшой обратный ток i_обр , что объясняется следующим образом.

Поле Е_обр, создаваемое обратным напряжением U_обр, складывается с полем контактной разности потенциалов Е_к. На рис. 5,а это показывают одина­ковые направления векторов Е_к и Е_обр. Результирующее поле усиливается, и высота потенциального барьера теперь равна U_к + U_обр (рис.5,б).

Уже при небольшом повышении потенциального барьера U_к + U_обр диффу­зионное перемещение основных носителей через переход прекращается, т.е. I_диф = 0, так как собственные скорости носителей недостаточны для преодоления этого барьера. А ток дрейфа I _др остается почти неизменным, поскольку он определяется главным образом числом неосновных носителей, попадающих в p-n–переход из n- и р-областей, и температурой полупроводника.

Следовательно, ток через p-n–переход, или в этом случае его называют обратным током I_обр , будет равен

 

I_рn= I_обр = (I _диф – I _др) = – I _др .

 

Минус перед обратным током i_обр показывает, что его направление противоположно прямому току I_пр (сравни по рис.4 и рис.5). Таким образом, обратный ток I_обр представляет собой ток дрейфа I_др, вызванный перемещением неосновных носителей.

Ток неосновных носителей, т.е. ток дрейфа I_др , имеет ряд других названий связанных с его природой и свойствами – ток тепловой I_о , ток проводимости, ток насыщения. В технической литературе чаще встречается название – тепловой, т.к. он сильно зависит от температуры (при Т = 0К он равен нулю).

Тепловой ток I _о , т.е. это ток дрейфа I _др или Рис.6 обратный I_обр , зависит от концентрации неосновных носителей р_n и n_p , температуры полупроводника Т и величины диффузионного поля Е_к. Зависимость теплового тока I_о от температуры Т имеет экспоненциальный характер, но приближенно можно считать, чтоток I_о увеличивается в 2 раза с увеличением температуры на каждые 10ºС для германиевых и на 7ºС для кремниевых переходов.

Обратный ток I_обр или тепловой ток I_о получается очень небольшим, так как неосновных носителей мало. Он составляет единицы или десятки мкА. Тепловой ток I_о кремниевых р-n–переходов значительно меньше, чем у германиевых, что является достоинством кремниевых переходов.

Сопро­тивление запирающего слоя R_рn при обрат­ном напряжении U_обр очень велико. Запирающий слой, при повышении обратного на­пряжения U_обр , еще сильнее обедняется носителями, и его сопротивление значительно воз­растает, т.е. R_обр >> R_пp.

Величина обратного сопротивления может составлять единицы-десятки МОм.

При повышении обратного на­пряжения U_обр электрическое поле в месте р-n–перехода стано­вится сильнее и под действием этого поля больше основных носителей «вы­талкивается» из пограничных слоев в глубь n- и р-областей. Поэтому с уве­личением обратного напряжения U_обр уве­личивается не только высота потен­циального барьера U_к + U_обр , обратное сопротивление R_обр , но и ширина запирающего слоя (d_обр > d).

Ширину запирающего слоя при обратном включении d_обр , т.е. толщину р-n–перехода можно определить по формуле

 

 

.

 

Уже при сравнительно небольшом обратном напряжении U_обр обратный ток I_обр становится практически постоянным. Это объясняется тем, что число неосновных носителей ограничено. С повышением температуры полупроводника Т концентрация неосновных носителей возрастает и обратный ток I_обр увеличивается, а обрат­ное сопротивление R_обр уменьшается.

Выведение неосновных носителей через p-n–переход ускоряющим электри­ческим полем, созданным обратным напряжением U_обр , называют экстракцией но­сителей заряда (слово «экстракция» означает «выдергивание, извлечение»).

 

Выводы:

 

1. Из рассмотренных способов включения р-n–перехода следует, что идеализированный переход имеет вентильные свойства, т.е. одностороннюю проводимость.

 

2. При приложении напряжения смещающего его в прямом направлении, через переход протекает электрический ток I_пр, значение которого, при повышении прямого напряжения U_пр, увеличивается по экспоненциальному закону.

 

2. Изменение полярности приложенного напряжения приводит к смещению р-n–перехода в обратном направлении и его сопротивление возрастает. Через переход протекает малый тепловой ток I_о, т.е. обратный ток I_обр, значение которого не зависит от приложенного обратного напряжения U_обр и увеличивается по экспоненциальному закону при повышении температуры полупроводника Т.

 

 

 

[1]Легирование – это процесс введения примесей в чистый полупроводник для получения определенного типа проводимости (n или p) и увеличения величины проводимости по с равнению с чистым полупроводником. Высоколегированный – с очень большой концентрацией примеси, т.е. с большой электропроводностью.

 

[2] За исследования физики гетеропереходов и разработку приборов на их основе, российский физик, академик Ж.И. Алферов в 2000 году получил Нобелевскую премию по физике.