p-n (пэ-эн) переход — область пространства на стыке двух полупроводников p- и n-типа, в которой происходит переход от одного типа проводимости к другому, такой переход ещё называют электронно — дырочным переходом.
Всего есть два типа полупроводников это p и n типа. В n — типе основными носителями заряда являются электроны , а в p — типе основными — положительно заряженные дырки. Положительная дырка возникает после отрыва электрона от атома и на месте него образуется положительная дырка.
Что бы разобраться как работает p-n переход надо изучить его составляющие то есть полупроводник p — типа и n — типа.
Полупроводники p и n типа изготавливаются на основе монокристаллического кремния, имеющего очень высокую степень чистоты, поэтому малейшие примеси (менее 0,001%) существенным образом изменяют его электрофизические свойства.
В полупроводнике n типа основными носителями заряда являются электроны . Для получения их используютдонорные примеси, которые вводятся в кремний, — фосфор, сурьма, мышьяк.
В полупроводнике p типа основными носителями заряда являются положительно заряженные дырки . Для получения их используют акцепторные примеси — алюминий, бор.
Полупроводник n — типа (электронной проводимости)
Примесный атом фосфора обычно замещает основной атом в узлах кристаллической решетки. При этом четыре валентных электрона атома фосфора вступают в связь с четырьмя валентными электронами соседних четырех атомов кремния, образуя устойчивую оболочку из восьми электронов. Пятый валентный электрон атома фосфора оказывается слабо связанным со своим атомом и под действием внешних сил (тепловые колебания решетки, внешнее электрическое поле) легко становится свободным, создавая повышенную концентрацию свободных электронов . Кристалл приобретает электронную проводимость или проводимость n-типа . При этом атом фосфора, лишенный электрона, жестко связан с кристаллической решеткой кремния положительным зарядом, а электрон является подвижным отрицательным зарядом. При отсутствии действия внешних сил они компенсируют друг друга, т. е. в кремнии n-типа количество свободных электронов проводимости определяется количеством введенных донорных атомов примеси.
Полупроводник p — типа (дырочной проводимости)
Атом алюминия, имеющий только три валентных электрона, не может самостоятельно создать устойчивую восьмиэлектронную оболочку с соседними атомами кремния, так как для этого ему необходим еще один электрон, который он отбирает у одного из атомов кремния, находящегося поблизости. Атом кремния, лишенный электрона, имеет положительный заряд и, так как он может захватить электрон соседнего атома кремния, его можно считать подвижным положительным зарядом, не связанным с кристаллической решеткой, называемым дыркой. Атом алюминия, захвативший электрон, становится отрицательно заряженным центром, жестко связанным с кристаллической решеткой. Электропроводность такого полупроводника обусловлена движением дырок , поэтому он называется дырочным полупроводником р-типа . Концентрация дырок соответствует количеству введенных атомов акцепторной примеси.
Электронно-дырочный переход (p –n -переход) – это переходный слой между двумя областями полупроводника с разной электропроводностью, в котором существует диффузионное электрическое поле.
Области разделены плоскостью, где изменяется тип преобладающих примесей и называемой металлургической границей. Вблизи металлургической границы существует обедненный подвижными носителями заряда слой, где присутствуют неподвижные ионизированные атомы примеси (рис. 3.1).
Рис. 3.1 . Электронно-дырочный переход
Неподвижные ионы в обедненном слое создают объемные электрические заряды положительной и отрицательной полярности. Тем самым создается диффузионное электрическое поле напряженностью Е
диф и контактная разность потенциалов к. Величина контактной
разности потенциалов зависит от концентрации акцепторной примеси
N A
, N D
и температуры:
.
Толщина обедненного слоя также зависит от концентрации примесей:
,
где А – коэффициент, определяемый материалом полупроводника.
3.2. Ток через p–n- переход
Через p–n -переход течет ток, представляющий сумму диффузионной и дрейфовой составляющих. Диффузионный ток образуется основными носителями заряда, для движения которых диффузионное поле является тормозящим. Увеличение диффузионного тока увеличивает напряженность поля Е диф, контактную разность потенциалов и потенциальный барьер . Это приводит к уменьшению тока. Таким образом устанавливается равновесие.
Дрейфовый ток образуется неосновными носителями заряда, для которых диффузионное поле является ускоряющим.
В равновесном состоянии сумма диффузионного и дрейфового токов равна нулю:
I диф + I др = 0.
3.3. Прямое включение p –n -перехода
Прямым называется такое включение, при котором создаваемое внешним напряжением поле направлено против диффузионного поля (рис. 3.2).
Рис. 3.2 . Прямое включение p–n -перехода
В результате контактная разность потенциалов уменьшается, потенциальный барьер снижается, ток основных носителей заряда через переход увеличивается.
3.4. Обратное включение p – n -перехода
Обратное включение p – n -перехода характеризуется тем, что напряженность поля, создаваемого внешним напряжением, совпадает по направлению с напряженностью диффузионного поля (рис. 3.3).
Рис. 3.3 . Обратное включение p –n -перехода
В результате контактная разность потенциалов увеличивается, потенциальный барьер повышается, ток основных носителей заряда через переход уменьшается.
3.5. (ВАХ)
идеализированного p–n-
перехода
Вольт-амперная характеристика p –n -перехода – это зависимость тока через переход от приложенного к нему напряжения.
Идеализация p–n
-перехода заключается в принятии следующих
допущений.
1. Прилегающие к переходу области p и n характеризуются нулевым удельным сопротивлением. Поэтому внешнее напряжение прикладывается непосредственно к p –n -переходу.
2. В области p –n -перехода отсутствуют процессы генерации и рекомбинации свободных носителей заряда. Тогда ток через переход в зависимости от приложенного к переходу внешнего напряжения U внеш, т.е. вольт-амперную характеристику, можно описать формулой Шокли:
,
где I 0 – тепловой ток, который создается неосновными носителями заряда и зависит от трех факторов:
1) концентрации неосновных носителей заряда, обратно пропорциональной концентрации примесей;
2) ширины запрещенной зоны Чем больше тем мень-
ше I
0 ;
3) температуры. С увеличением температуры растет скорость генерации носителей заряда и увеличивается их концентрация.
3.6. Зонная (энергетическая) диаграмма
p–n-
перехода
При U внеш = 0. Состояние равновесия. Уровень Ферми имеет одно значение для всей структуры (рис. 3.4).
При U внеш 0. Прямое включение p–n -перехода (рис. 3.5).
Рис. 3.4. Зонная диаграмма равновесного p–n -перехода
Рис. 3.5 . Зонная диаграмма при прямом включении p -n -перехода
При U внеш 0. Обратное включение p–n -перехода (рис. 3.6).
Рис. 3.6 . Зонная диаграмма при обратном включении p –n -перехода
3.7. Отличия ВАХ реального
и идеализированного p–n
-переходов
Реальные p–n
-переходы являются, как правило, несимметричными. При этом концентрация примеси в одной области превышает концентрацию примеси в другой. Область с большей концентрацией называется эмиттером, с меньшей – базой. Меньшая концентрация примесей означает меньшую электропроводность и большее удельное сопротивление. Поэтому в реальных p–n
-переходах пренебрегать удельным
сопротивлением базы нельзя. Эквивалентная схема реального
p–n
-перехода имеет вид (рис. 3.7).
Рис. 3.7 . Эквивалентная схема реального p–n -перехода
Вторым отличием реального p–n -перехода от идеализированного является наличие в обедненном слое процессов генерации и рекомбинации носителей заряда. Поэтому при обратном включении ток через переход не постоянен, а зависит от приложенного к переходу напряжения (рис. 3.8).
Рис. 3.8 . Отличие ВАХ реального p –n -перехода от идеализированного
Третье отличие заключается в присутствии явления пробоя при
обратном включении p–n
-перехода.
3.8. Пробой p–n -перехода
Пробой проявляется как резкое увеличение тока через
p
–n
-переход при незначительном изменении приложенного обратного напряжения.
Различают три вида пробоя.
Лавинный пробой – возникает за счет лавинного размножения неосновных носителей заряда путем ударной ионизации. Напряжение, при котором он появляется, увеличивается с ростом температуры (рис. 3.9).
Рис. 3.9. ВАХ при лавинном пробое
Туннельный пробой – возникает за счет перехода электронов из связанного состояния в свободное без сообщения им дополнительной энергии. С ростом температуры напряжение пробоя уменьшается (рис. 3.10).
Рис. 3.10. ВАХ при туннельном пробое p–n -перехода
Тепловой пробой – это пробой, развитие которого обусловлено выделением тепла вследствие прохождения тока через переход. В отличие от лавинного и туннельного является необратимым, т. е. в результате пробоя переход перестает работать. С ростом температуры напряжение пробоя уменьшается (рис. 3.11).
Рис. 3.11 . ВАХ при тепловом пробое p–n -перехода
3.9. Зависимость ВАХ p
–n
-перехода
от температуры
С ростом температуры ток через p–n -переход при прямом включении растет из-за увеличения энергии носителей электрического заряда, которые за счет этого легче преодолевают потенциальный барьер.
При обратном включении p–n -перехода с ростом температуры ток через него увеличивается за счет повышения скорости генерации носителей заряда в переходе (рис. 3.12).
Рис. 3.12. Зависимость ВАХ p–n -перехода от температуры
3.10. Зависимость ВАХ p–n- перехода от материала полупроводника
Вольт-амперная характеристика p – n -перехода зависит от ширины запрещенной зоны энергетической диаграммы материала полупроводника.
Чем больше ширина запрещенной зоны , тем меньше скорость тепловой генерации и меньше концентрация неосновных носителей, создающих обратный ток I 0 . Следовательно, обратный ток меньше.
При прямом включении p – n -перехода ток через него будет тем больше, чем меньше ширина запрещенной зоны. Действительно, ток через p – n -переход определяется как
.
С увеличением значения ток I 0 уменьшается и ток I также уменьшается.
Для наиболее распространенных полупроводниковых материалов Ge, Si и GaAs ВАХ соотносятся следующим образом (рис. 3.13).
Рис. 3.13
. Зависимость ВАХ p–n
-перехода
от материала
3.11. Емкость p–n -перехода
В обедненном слое p – n -перехода присутствуют объемные заряды, которые образованы зарядами ионизированных донорных и акцепторных примесей. Эти заряды равны по величине и противоположны по знаку. Поэтому обедненный слой подобен конденсатору. Так как заряды определяют потенциальный барьер, то емкость называется барьерной. Ее величина равна
Где 
,
где S – площадь p–n -перехода, U – внешнее напряжение, приложенное к переходу, n = 0,5 для резкого перехода, n = 0,3 для плавного перехода.
Зависимость величины барьерной емкости от величины приложенного к переходу напряжения называется вольт-фарадной характеристикой
(рис. 3.14).
При прямом включении p–n -перехода происходит процесс инжекции неосновных носителей заряда. Появляются избыточные концентрации неосновных носителей в каждой области и в соответствии с условием электрической нейтральности равные им избыточные концентрации основных носителей. Таким образом, в n -области (как в конденсаторе) оказываются в равном количестве положительный заряд избыточных дырок (неосновные носители) и отрицательный заряд избыточных электронов (основные носители). Аналогично p -область ведет себя как конденсатор с отрицательным зарядом избыточных электронов (неосновные носители) и равным ему положительным зарядом избыточных дырок (основные носители).
Процесс накопления избыточных зарядов принято характеризовать диффузионной емкостью, которая учитывает изменение избыточных носителей (дырок и электронов) в обеих областях при изменении напряжения.
Диффузионная емкость определяется прямыми диффузионными токами дырок I p и электронов I n (отсюда название емкости) и временем жизни неосновных носителей и :
.
Диффузионные токи I p
и I n
растут с увеличением прямого напряжения на p-n
-переходе и быстро обращаются в нуль при обратном. Поэтому зависимость С
диф от напряжения примерно повторяет ход прямой ветви ВАХ p–n
-перехода.
Эквивалентная схема p–n -перехода, учитывающая его емкостные свойства, приведена на рис. 3.15.
3.12. Контакт металл–полупроводник
Контакты между полупроводником и металлом широко используются для формирования внешних выводов от полупроводниковых областей приборов и создания быстродействующих диодов. Тип контакта металл–полупроводник определяется работой выхода электронов из металла и полупроводника, током проводимости полупроводника и концентрацией примеси в нем.
Работа выхода электронов – это энергия, необходимая для перевода электронов с уровня Ферми на потолок верхней свободной зоны.
При идеальном контакте металла с полупроводником и без учета поверхностных состояний происходит диффузия электронов преимущественно из материала с меньшей работой выхода. В результате диффузии и перераспределения зарядов нарушается электрическая нейтральность прилегающих к границе раздела областей, возникают контактное электрическое поле и контактная разность потенциалов
где А м, А п – работа выхода электронов из металла и полупроводника.
Переходный слой, в котором существует контактное (или диффузионное) электрическое поле и который образован в результате контакта между металлом и полупроводником, называется переходом Шоттки.
В зависимости от типа электропроводности полупроводника и от соотношения работ выхода в полупроводнике может возникать обедненный или обогащенный слой. Если работа выхода в металле меньше работы выхода в полупроводнике А м < А п, то электроны с большей вероятностью будут переходить из металла в полупроводник. Это приводит к образованию в полупроводнике обедненного слоя, если полупроводник p -типа, или даже инверсного слоя, если А м << А п. Если полупроводник n -типа, то образуется обогащенный слой.
В обедненных слоях пространственный заряд формируется в результате нарушения компенсации заряда ионизированных примесей основными носителями, а в обогащенных – из-за накопления основных носителей заряда. Обогащенный слой обусловливает малое сопротивление приконтактной области полупроводника по сравнению с сопротивлением объема полупроводника. Поэтому такой переход не обладает выпрямляющими свойствами и образует омический контакт. При наличии обедненного или инверсного слоя переход Шоттки обладает выпрямляющими свойствами, так как внешнее напряжение, падая в основном на высокоомном переходе, будет изменять высоту его потенциального барьера, изменяя условия прохождения носителей заряда через переход.
Характерной особенностью выпрямляющего перехода Шоттки в отличие от p–n -перехода является разная высота потенциальных барьеров для электронов и дырок. В результате через переход Шоттки может не происходить инжекция неосновных носителей заряда в полупроводник. Поэтому они не накапливаются и нет необходимости в их рассасывании. Отсюда высокое быстродействие перехода Шоттки.
Гетеропереходы
Гетеропереходом называется переходный слой с существующим там диффузионным электрическим полем между двумя различными по химическому составу полупроводниками.
Ширина электрических зон различных полупроводников различна. Поэтому на границе раздела двух полупроводников (на металлургическом контакте гетероперехода) получается разрыв дна зоны проводимости и потолка валентной зоны. В результате разрывов высота потенциальных барьеров для электронов и дырок в гетеропереходе оказывается различной. Это является особенностью гетеропереходов, обуславливающей специфические свойства гетеропереходов в отличие от p –n -переходов.
Гетеропереходы могут образовываться полупроводниками с различным типом проводимости: p –n , p –p , n –n . В зависимости от типа проводимости и ширины запрещенной зоны энергетических диаграмм ток через переход может определяться как электронами, так и дырками. Например, через контакт германия p -типа и арсенида галлия n -типа течет в основном электронный ток (рис. 3.16).
Рис. 3.16. Зонная диаграмма перехода Ge (p -типа) – GaAs (n -типа)
Через переход германий p -типа, арсенид галлия p -типа течет в основном дырочный ток (рис. 3.17).
Рис. 3.17 . Зонная диаграмма перехода Ge (p -типа) – GaAs (p -типа)
Для формирования качественного гетероперехода необходимо совпадение типа, ориентации и периода кристаллических решеток контактирующих полупроводников, чтобы кристаллическая решетка одного полупроводника с минимальным количеством нарушений переходила в кристаллическую решетку другого полупроводника. Наиболее широкое применение в полупроводниковых приборах имеют гетеропереходы между полупроводниками на основе арсенидов, фосфидов и антимонидов галлия и алюминия. Благодаря близости ковалентных радиусов галлия и алюминия изменения химического состава полупроводников в гетеропереходе происходят без изменения периода кристаллической решетки. Гетеропереходы создают также на основе многокомпонентных твердых растворов, в которых при изменении состава в широких пределах период решетки не изменяется.
3.14. Структура металл–диэлектрик–полупроводник
Структуры металл–диэлектрик–полупроводник (МДП) составляют основу полевых МДП транзисторов, фотоэлектрических приборов, конденсаторов, управляемых напряжением, а также широко используются в интегральных схемах.
Простейшая МДП структура содержит полупроводниковый кристалл – подложку, слой диэлектрика, металлический электрод – затвор, омический контакт к подложке (рис. 3.17).
Рис. 3.17 . Простейшая МДП структура
Структура имеет два вывода – затвор и контакт к подложке и является МДП конденсатором, емкость которого зависит от напряжения U между затвором и выводом подложки.
Напряжение затвора создает электрическое поле, проникающее через тонкий (0,03…0,1 мкм) слой диэлектрика в приповерхностный слой полупроводника, где оно изменяет концентрацию носителей. В зависимости от значения напряжения наблюдаются режимы обогащения, обеднения или инверсии.
Эквивалентную схему МДП структуры можно представить последовательным включением двух конденсаторов С D – емкость диэлектрика и С g :
где J п – плотность заряда нескомпенсированных ионов примесей и подвижных носителей заряда в полупроводнике, j пов – напряжение в поверхностном слое полупроводника, S – площадь затвора.
Наиболее широко применяется МДП структура на основе кремния, где диэлектриком служит диоксид кремния, затвором – пленка алюминия.
Похожая информация.
- это область, которая разделяет поверхности электронной и дырочной проводимости в монокристалле.
Электронно-дырочный переход изготавливают в едином монокристалле, в котором получена достаточно резкая граница между областями электронной и дырочной проводимостей.
На рисунке изображены две граничащие области полупроводника, одна из которых содержит донорную примесь (область электронной, то есть n-проводимости), а другая акцепторную примесь (область дырочной проводимости, то есть p-проводимости). Чтобы понять как формируется тот или иной тип полупроводника, рекомендуем прочесть статью - Примесные полупроводники .
При отсутствии приложенного напряжения наблюдается диффузия основных носителей зарядов из одной области в другую. Так как электроны это основные носители заряда, и в области n их концентрация больше они диффундируют в p-область заряжая отрицательно приграничный слой этой области. Но уходя со своего места электроны создают вакантные места – дырки, тем самым заряжая приграничный слой n-области положительно. Таким образом, через достаточно короткий промежуток времени с обеих сторон поверхности раздела образуются противоположные по знаку пространственные заряды.
Электрическое поле, создаваемое пространственными зарядами, препятствует дальнейшей диффузии дырок и электронов. Возникает так называемый потенциальный барьер , высота которого характеризуется разностью потенциалов в пограничном слое.
Электронно-дырочный переход, во внешнем исполнении реализуется в виде полупроводникового диода .
Если к электронно-дырочному переходу приложить внешнее напряжение так, что к области с электронной проводимостью подключён отрицательный полюс источника, а к области с дырочной проводимостью – положительный, то направление напряжения внешнего источника будет противоположно по знаку электрическому полю p-n перехода, это вызовет увеличение тока через p-n переход. Возникнет прямой ток, который будет вызван движение основных носителей зарядов, в нашем случае это движение дырок из p области в n, и движение электронов из n области в p. Следует знать, что дырки движутся противоположно движению электронов, поэтому на самом деле, ток течет в одну сторону. Такое подключение называют прямым . На вольт-амперной характеристике такому подключению будет соответствовать часть графика в первом квандранте.
Но если изменить полярность приложенного к p-n переходу напряжения на противоположное, то электроны из пограничного слоя начнут движение от границы раздела к положительному полюсу источника, а дырки к отрицательному. Следовательно, свободные электроны и дырки будут отдаляться от пограничного слоя, создавая тем самым прослойку, в которой практически отсутствуют носители зарядов. В результате ток в p-n переходе снижается в десятки тысяч раз, его можно считать приближённо равным нулю. Возникает обратный ток , который образован не основными носителями заряда.Такое подключение называют обратным . На вольт-амперной характеристике такому подключению будет соответствовать часть графика в третьем квандранте.
Вольт-амперная характеристика
При прямом подключении электронно-дырочного перехода, ток возрастает с увеличением напряжения. При обратном подключении ток достигает значения I нас, называемое током насыщения. Если продолжать увеличивать напряжение при обратном включении, то может настать пробой диода. Это свойство также используется в различных стабилитронах и т.д.
Свойства p-n перехода широко применяются в электронике, а именно в диодах, транзисторах и других полупроводниках.
Электронно-дырочный переход (сокращенно n-р-переход) возникает в полупроводниковом кристалле, имеющем одновременно области с n-типа (содержит донорные примеси) и р-типа (с акцепторными примесями) прово-димостями на границе между этими областями.
Допустим, у нас есть кристалл, в котором справа находится область полупроводника с дырочной, а слева - с электронной проводимостью (рис. 1). Благодаря тепловому движению при образовании контакта электроны из полупроводника n-типа будут диффундировать в область р-типа. При этом в области n-типа останется нескомпенсированный положительный ион донора.
Перейдя в область с дырочной проводимостью, электрон очень быстро рекомбинирует с дыркой, при этом в области р-типа образуется нескомпенсированный ион акцептора.
Аналогично электронам дырки из области р-типа диффундируют в электронную область, оставляя в дырочной области нескомпенсированный отрицательно заряженный ион акцептора. Перейдя в электронную область, дырка рекомбинирует с электроном. В результате этого в электронной области образуется нескомпенсированный положительный ион донора.
Диффузия основных носителей через переход создает электрический ток I осн, направленный из р-области в n-область.
В результате диффузии на границе между этими областями образуется двойной электрический слой разноименно заряженных ионов, толщина l которого не превышает долей микрометра.
Между слоями ионов возникает электрическое поле с напряженностью \(~\vec E_i\). Это поле препятствует дальнейшей диффузии основных носителей: электронов из n-области и дырок из р-области.
Необходимо заметить, что в n-области наряду с электронами имеются неосновные носители - дырки, а в р-области - электроны. В полупроводнике непрерывно происходят процессы рождения и рекомбинации пар. Интенсивность этого процесса зависит только от температуры и одинакова во всем объеме полупроводника. Предположим, что в n-области возникла пара "электрон-дырка". Дырка будет хаотически перемещаться по η области до тех пор, пока не рекомбинирует с каким-либо электроном. Однако если пара возникает достаточно близко к переходу, то прежде, чем произойдет рекомбинация, дырка может оказаться в области, где существует электрическое поле, и под его действием она перейдет в р-область, т.е. электрическое поле перехода способствует переходу неосновных носителей в соседнюю область. Соответственно, создаваемый ими ток I неосн мал. так как неосновных носителей мало.
Таким образом, возникновение электрического поля \(~\vec E_i\) приводит к появлению неосновного тока I неосн. Накопление зарядов около перехода за счет диффузии и увеличение \(~\vec E_i\) будут продолжаться до тех пор, пока ток I неосн не уравновесит ток I осн (I неосн = I осн) и результирующий ток через электронно-дырочный переход станет равным нулю.
Если к n-р-переходу приложить разность потенциалов, то внешнее электрическое поле \(~\vec E_{ist}\) складывается с полем \(~\vec E_i\) . Результирующее поле, существующее в области перехода, \(~\vec E = \vec E_{ist} + \vec E_i\). Токи I осн и I неосн совершенно различно ведут себя по отношению к изменению поля в переходе, I неосн с изменением поля очень слабо изменяется, так как он обусловлен количеством неосновных носителей, а оно в свою очередь зависит только от температуры.
I осн (диффузия основных носителей) очень чувствителен к полю напряженностью \(~\vec E\). I осн быстро увеличивается с ее уменьшением и быстро падает при увеличении.
Пусть клемма источника тока соединена с n-областью. а "-" - с р-областью (обратное включение (рис. 2, а)). Суммарное поле в переходе усиливается: E > E ist и основной ток уменьшается. Если \(~\vec E\) достаточно велика, то I осн << I неосн и ток через переход создается неосновными носителями. Сопротивление n-р-перехода велико, ток мал.
Если включить источник так, чтобы область n-типа оказалась подключена к а область р-типа к (рис. 2, б), то внешнее поле будет направлено навстречу \(~\vec E_i\), и \(~\vec E = \vec E_i + \vec E_{ist} \Rightarrow E = E_i - E_{ist} < E_i\), т.е. поле в переходе ослабляется. Поток основных носителей через переход резко увеличивается, т.е. I осн резко возрастает.
Электрические переходы
Электрическим переходом в полупроводнике называется граничный слой между двумя областями, физические характеристики которых имеют существенные физические различия.
Различают следующие виды электрических переходов:
§ электронно-дырочный , или p–n-переход – переход между двумя областями полупроводника, имеющими разный тип электропроводности;
§ переходы между двумя областями, если одна из них является металлом, а другая полупроводником p- или n- типа (переход металл – полупроводник );
§ переходы между двумя областями с одним типом электропроводности, отличающиеся значением концентрации примесей;
§ переходы между двумя полупроводниковыми материалами с различной шириной запрещенной зоны (гетеропереходы ).
Работа целого ряда полупроводниковых приборов (диодов, транзисторов, тиристоров и др.) основана на явлениях, возникающих в контакте между полупроводниками с разными типами проводимости.
Граница между двумя областями монокристалла полупроводника, одна из которых имеет электропроводность типа p , а другая – типа n называется электронно-дырочным переходом. Концентрации основных носителей заряда в областях p и n могут быть равными или существенно отличаться. P–n -переход, у которого концентрации дырок и электронов практически равны N p N n , называют симметричным. Если концентрации основных носителей заряда различны (N p >> N n или N p << N n) и отличаются в 100…1000 раз, то такие переходы называют несимметричными .
Несимметричные p–n -переходы используются шире, чем симметричные, поэтому в дальнейшем будем рассматривать только их.
Рассмотрим монокристалл полупроводника (рис. 1.12), в котором, с одной стороны, введена акцепторная примесь, обусловившая возникновение здесь
электропроводности типа p , а с другой стороны, введена донорная примесь, благодаря которой там возникла электропроводность типа n . Каждому подвижному положительному носителю заряда в области p (дырке) соответствует отрицательно заряженный ион акцепторной примеси, но неподвижный, находящийся в узле кристаллической решетки, а в области n каждому свободному электрону соответствует положительно заряженный ион донорной примеси, в результате чего весь монокристалл остается электрически нейтральным.
Свободные носители электрических зарядов под действием градиента концентрации начинают перемещаться из мест с большой концентрацией в места с меньшей концентрацией. Так, дырки будут диффундировать из области p
в область n
, а электроны, наоборот, из области n
в область p
. Это направленное навстречу друг другу перемещение электрических зарядов образует диффузионный ток p–n
-перехода. Но как только дырка из области p
перейдет в область n
, она оказывается в окружении электронов, являющихся основными носителями электрических зарядов в области n
. Поэтому велика вероятность того, что какой-либо электрон заполнит свободный уровень и произойдет явление рекомбинации, в результате которой не будет ни дырки, ни электрона, а останется электрически нейтральный атом полупроводника. Но если раньше положительный электрический заряд каждой дырки компенсировался отрицательным зарядом иона акцепторной примеси в области p
, а заряд электрона – положительным зарядом иона донорной примеси в области n
, то после рекомбинации дырки и электрона электрические заряды неподвижных ионов примесей, породивших эту дырку и электрон, остались не скомпенсированными. И в первую очередь не скомпенсированные заряды ионов примесей проявляют себя вблизи границы раздела (рис. 1.13), где образуется слой пространственных зарядов, разделенных узким промежутком . Между этими зарядами возникает электрическое поле с напряжённостью E
, которое называют полем потенциального барьера, а разность потенциалов на границе раздела двух зон, обуславливающих это поле, называют контактной разностью потенциалов
Это электрическое поле начинает действовать на подвижные носители электрических зарядов. Так, дырки в области p
– основные носители, попадая в зону действия этого поля, испытывают со стороны него тормозящее, отталкивающее действие и, перемещаясь вдоль силовых линий этого поля, будут вытолкнуты вглубь области p
. Аналогично, электроны из области n
, попадая в зону действия поля потенциального барьера, будут вытолкнуты им вглубь области n
. Таким образом, в узкой области , где действует поле потенциального барьера, образуется слой, где практически отсутствуют свободные носители электрических зарядов и вследствие этого обладающий высоким сопротивлением. Это так называемый запирающий слой.
Если же в области p вблизи границы раздела каким-либо образом окажется свободный электрон, являющийся неосновным носителем для этой области, то он со стороны электрического поля потенциального барьера будет испытывать ускоряющее воздействие, вследствие чего этот электрон будет переброшен через границу раздела в область n , где он будет являться основным носителем. Аналогично, если в области n появится неосновной носитель – дырка, то под действием поля потенциального барьера она будет переброшена в область p , где она будет уже основным носителем. Движение неосновных носителей через p–n -переход под действием электрического поля потенциального барьера обусловливает составляющую дрейфового тока.
При отсутствии внешнего электрического поля устанавливается динамическое равновесие между потоками основных и неосновных носителей электрических зарядов. То есть между диффузионной и дрейфовой составляющими тока p–n -перехода, потому что эти составляющие направлены навстречу друг другу.
Потенциальная диаграмма p–n -перехода изображена на рис. 1.13, причем за нулевой потенциал принят потенциал на границе раздела областей. Контактная разность потенциалов образует на границе раздела потенциальный барьер с высотой . На диаграмме изображен потенциальный барьер для электронов, стремящихся за счет диффузии перемещаться справа налево (из области n в область p ). Если отложить вверх положительный потенциал, то можно получить изображение потенциального барьера для дырок, диффундирующих слева направо (из области p в область n ).
При отсутствии внешнего электрического поля и при условии динамического равновесия в кристалле полупроводника устанавливается единый уровень Ферми для обеих областей проводимости.
Однако поскольку в полупроводниках p -типа уровень Ферми
смещается к потолку валентной зоны , а в полупроводниках n -типа –
Ко дну зоны проводимости , то на ширине p–n -перехода диаграмма энергетических зон (рис. 1.14) искривляется и образуется потенциальный барьер:
где –энергетический барьер, который необходимо преодолеть электрону в области n , чтобы он мог перейти в область p , или аналогично для дырки в области p , чтобы она могла перейти в область n .
Высота потенциального барьера зависит от концентрации примесей, так как при ее изменении изменяется уровень Ферми, смещаясь от середины запрещенной зоны к верхней или нижней ее границе.
1.7.2. Вентильное свойство p–n-перехода
P–n -переход, обладает свойством изменять свое электрическое сопротивление в зависимости от направления, протекающего через него тока. Это свойство называется вентильным , а прибор, обладающий таким свойством, называется электрическим вентилем .
Рассмотрим p–n -переход, к которому подключен внешний источник напряжения Uвн с полярностью, указанной на рис. 1.15, « +» к области p -типа, «–» к области n -типа. Такое подключение называют прямым включением p–n -перехода (или прямым смещением p–n-перехода ). Тогда напряженность электрического поля внешнего источника E вн будет направлена навстречу напряженности поля потенциального барьера E и, следовательно, приведет к снижению результирующей напряженности E рез:
E рез = E - E вн , (1.14).
Это приведет, в свою очередь, к снижению высоты потенциального барьера и увеличению количества основных носителей, диффундирующих через границу раздела в соседнюю область, которые образуют так называемый прямой ток p–n -перехода. При этом вследствие уменьшения тормозящего, отталкивающего действия поля потенциального барьера на основные носители, ширина запирающего слоя уменьшается ( ’< ) и, соответственно, уменьшается его сопротивление.
По мере увеличения внешнего напряжения прямой ток p–n -перехода возрастает. Основные носители после перехода границы раздела становятся неосновными в противоположной области полупроводника и, углубившись в нее, рекомбинируют с основными носителями этой области. Но, пока подключен внешний источник, ток через переход поддерживается непрерывным поступлением электронов из внешней цепи в n -область и уходом их из p -области во внешнюю цепь, благодаря чему восстанавливается концентрация дырок в p -области.
Введение носителей заряда через p–n -переход при понижении высоты потенциального барьера в область полупроводника, где эти носители являются неосновными, называют инжекцией носителей заряда .
При протекании прямого тока из дырочной области р в электронную область n инжектируются дырки, а из электронной области в дырочную – электроны.
Инжектирующий слой с относительно малым удельным сопротивлением называют эмиттером ; слой, в который происходит инжекция неосновных для него носителей заряда, -базой .
На рис. 1.16 изображена зонная энергетическая диаграмма, соответствующая прямому смещению p–n -перехода.
Если к р-n -переходу подключить внешний источник с противоположной полярностью «–» к области p -типа, «+» к области n -типа (рис. 1.17), то такое подключение называют обратным включением p–n-перехода (или обратным смещением p–n-перехода ).
В данном случае напряженность электрического поля этого источника E вн будет направлена в ту же сторону, что и напряженность электрического поля E потенциального барьера; высота потенциального барьера возрастает, а ток диффузии основных носителей практически становится равным нулю. Из-за усиления тормозящего, отталкивающего действия суммарного электрического поля на основные носители заряда ширина запирающего слоя увеличивается ( > ), а его сопротивление резко возрастает.
Теперь через р–n -переход будет протекать очень маленький ток, обусловленный перебросом суммарным электрическим полем на границе раздела, основных носителей, возникающих под действием различных ионизирующих факторов, в основном теплового характера. Процесс переброса неосновных носителей заряда называется экстракцией . Этот ток имеет дрейфовую природу и называется обратным током р–n-перехода .
На рис. 1.18 изображена зонная энергетическая диаграмма, соответствующая обратному смещению p–n - перехода.
Выводы:
1. P–n -переход образуется на границе p - и n -областей, созданных в монокристалле полупроводника.
2. В результате диффузии в p–n -переходе возникает электрическое поле - потенциальный барьер, препятствующий выравниванию концентраций основных носителей заряда в соседних областях.
3. При отсутствии внешнего напряжения U вн в p–n -переходе устанавливается динамическое равновесие: диффузионный ток становится равным по величине дрейфовому току, образованному неосновными носителями заряда, в результате чего ток через p–n -переход становится равным нулю.
4. При прямом смещении p–n -перехода потенциальный барьер понижается и через переход протекает относительно большой диффузионный ток.
5. При обратном смещении p–n -перехода потенциальный барьер повышается, диффузионный ток уменьшается до нуля и через переход протекает малый по величине дрейфовый ток. Это говорит о том, что p–n -переход обладает односторонней проводимостью. Данное свойство широко используется для выпрямления переменных токов.
6. Ширина p–n -перехода зависит: от концентраций примеси в p - и n -областях, от знака и величины приложенного внешнего напряжения U вн. При увеличении концентрации примесей ширина p–n -перехода уменьшается и наоборот. С увеличением прямого напряжения ширина p–n -перехода уменьшается. При увеличении обратного напряжения ширина p–n -перехода увеличивается.
1.7.3. Вольт-амперная характеристика р–n-перехода
Вольт-амперная характеристика p–n -перехода – это зависимость тока через p–n -переход от величины приложенного к нему напряжения. Ее рассчитывают исходя из предположения, что электрическое поле вне обедненного слоя отсутствует, т.е. все напряжение приложено к p–n -переходу. Общий ток через p–n -переход определяется суммой четырех слагаемых:
где электронный ток дрейфа;
Дырочный ток дрейфа;
Электронный ток диффузии;
Дырочный ток диффузии; концентрация электронов, инжектированных в р - область;
Концентрация дырок, инжектированных в n - область.
При этом концентрации неосновных носителей n p0 и p n0 зависят от концентрации примесей N p и N n следующим образом:
где n i , p i – собственные концентрации носителей зарядов (без примеси) электронов и дырок соответственно.
Скорость диффузии носителей заряда υ n, p диф можно допустить близкой к их скорости дрейфа υ n, p др в слабом электрическом поле при небольших отклонениях от условий равновесия. В этом случае для условий равновесия выполняются следующие равенства:
υ p диф = υ p др = υ p , υ n диф = υ n др = υ n .
Тогда выражение (1.15) можно записать в виде:
, (1.16).
Обратный ток можно выразить следующим образом:
где D n, p – коэффициент диффузии дырок или электронов;
L n, p – диффузионная длина дырок или электронов. Так как параметры D n, p , p n0 , n p0 , L n , p = зависят от температуры, то обратный ток чаще называют тепловым током .
При прямом напряжении внешнего источника (U вн > 0) экспоненциальный член в выражении (1.16) быстро возрастает, что приводит к быстрому росту прямого тока, который, как уже было отмечено, в основном определяется диффузионной составляющей.
При обратном напряжении внешнего источника
() экспоненциальный член много меньше единицы и ток р–n -перехода практически равен обратному току , определяемому, в основном, дрейфовой составляющей. Вид этой зависимости представлен на рис. 1.19. Первый квадрант соответствует участку прямой ветви вольт-амперной характеристики, а третий квадрант – обратной ветви. При увеличении прямого напряжения ток р–n -перехода в прямом направлении вначале возрастает относительно медленно, а затем начинается участок быстрого нарастания прямого тока, что приводит к дополнительному нагреванию полупроводниковой структуры. Если количество выделяемого при этом тепла будет превышать количество тепла, отводимого от полупроводникового кристалла либо естественным путем, либо с помощью
специальных устройств охлаждения, то могут произойти в полупроводниковой структуре необратимые изменения вплоть до разрушения кристаллической решетки. Поэтому прямой ток р–n -перехода необходимо ограничивать на безопасном уровне, исключающем перегрев полупроводниковой структуры. Для этого необходимо использовать ограничительное сопротивление последовательно подключенное с p–n -переходом.
При увеличении обратного напряжения, приложенного к р–n -переходу, обратный ток изменяется незначительно, так как дрейфовая составляющая тока, являющаяся превалирующей при обратном включении, зависит в основном от температуры кристалла, а увеличение обратного напряжения приводит лишь к увеличению скорости дрейфа неосновных носителей без изменения их количества. Такое положение будет сохраняться до величины обратного напряжения, при котором начинается интенсивный рост обратного тока – так называемый пробой р–n-перехода .
1.7.4. Виды пробоев p–n-перехода
Возможны обратимые и необратимые пробои. Обратимый пробой – это пробой, после которого p–n -переход сохраняет работоспособность. Необратимый пробой ведет к разрушению структуры полупроводника.
Существуют четыре типа пробоя: лавинный, туннельный, тепловой и поверхностный. Лавинный и туннельный пробои объединятся под названием – электрический пробой , который является обратимым. К необратимым относят тепловой и поверхностный.
Лавинный пробой свойственен полупроводникам, со значительной толщиной р–n -перехода, образованных слаболегированными полупроводниками. При этом ширина обедненного слоя гораздо больше диффузионной длины носителей. Пробой происходит под действием сильного электрического поля с напряженностью Е (8…12) , .В лавинном пробое основная роль принадлежит неосновным носителям, образующимся под действием тепла в р–n -переходе.
Эти носители испытывают со стороны электрического поля р–n -перехода ускоряющее действие и начинают ускоренно двигаться вдоль силовых линий этого поля. При определенной величине напряженности неосновные носители заряда на длине свободного пробега l (рис. 1.20) могут разогнаться до такой скорости, что их кинетической энергии может оказаться достаточно, чтобы при очередном соударении с атомом полупроводника ионизировать его, т.е. «выбить» один из его валентных электронов и перебросить его в зону проводимости, образовав при этом пару «электрон – дырка». Образовавшиеся носители тоже начнут разгоняться в электрическом поле, сталкиваться с другими нейтральными атомами, и процесс, таким образом, будет лавинообразно нарастать. При этом происходит резкий рост обратного тока при практически неизменном обратном напряжении.
Параметром, характеризующим лавинный пробой, является коэффициент лавинного умножения M , определяемый как количество актов лавинного умножения в области сильного электрического поля. Величина обратного тока после лавинного умножения будет равна:
где – начальный ток; U – приложенное напряжение; U п – напряжение лавинного пробоя; n – коэффициент, равный 3 для Ge , 5 для Si .
Туннельный пробой происходит в очень тонких р–n -переходах, что возможно при очень высокой концентрации примесей N 10 19 см -3 , когда ширина перехода становится малой (порядка 0,01 мкм) и при небольших значениях обратного напряжения (несколько вольт), когда возникает большой градиент электрического поля. Высокое значение напряженности электрического поля, воздействуя на атомы кристаллической решетки, повышает энергию валентных электронов и приводит к их туннельному «просачиванию» сквозь «тонкий» энергетический барьер (рис. 1.21) из валентной зоны p -области в зону проводимости n -области. Причем «просачивание» происходит без изменения энергии носителей заряда. Для туннельного пробоя также характерен резкий рост обратного тока при практически неизменном обратном напряжении.
Если обратный ток при обоих видах электрического пробоя не превысит максимально допустимого значения, при котором произойдет пере-
грев и разрушение кристаллической структуры полупроводника, то они являются обратимыми и могут быть воспроизведены многократно.
Тепловым называется пробой р–n- перехода, обусловленный ростом количества носителей заряда при повышении температуры кристалла. С увеличением обратного напряжения и тока возрастает тепловая мощность, выделяющаяся в р–n -переходе, и, соответственно, температура кристаллической структуры. Под действием тепла усиливаются колебания атомов кристалла и ослабевает связь валентных электронов с ними, возрастает вероятность перехода их в зону проводимости и образования дополнительных пар носителей «электрон – дырка». Если электрическая мощность в р–n -переходе превысит максимально допустимое значение, то процесс термогенерации лавинообразно нарастает, в кристалле происходит необратимая перестройка структуры и р-n -переход разрушается.
Для предотвращения теплового пробоя необходимо выполнение условия
где - максимально допустимая мощность рассеяния р-n -перехода.
Поверхностный пробой . Распределение напряженности электрического поля в р–n -переходе может существенно изменить заряды, имеющиеся на поверхности полупроводника. Поверхностный заряд может привести к увеличению или уменьшению толщины перехода, в результате чего на поверхности перехода может наступить пробой при напряженности поля, меньшей той, которая необходима для возникновения пробоя в толще полупроводника. Это явление называют поверхностным пробоем . Большую роль при возникновении поверхностного пробоя играют диэлектрические свойства среды, граничащей с поверхностью полупроводника. Для снижения вероятности поверхностного пробоя применяют специальные защитные покрытия с высокой диэлектрической постоянной.
1.7.5. Ёмкость р–n -перехода
Изменение внешнего напряжения на p–n -переходе приводит к изменению ширины обедненного слоя и, соответственно, накопленного в нем электрического заряда (это также обусловлено изменением концентрации инжектированных носителей заряда вблизи перехода). Исходя их этого p–n -переход ведет себя подобно конденсатору, ёмкость которого определяется как отношение изменения накопленного в p–n -переходе заряда к обусловившему это изменение приложенному внешнему напряжению.
Различают барьерную (или зарядную) и диффузионную ёмкость р-n -перехода.
Барьерная ёмкость соответствует обратновключенному p–n -переходу, который рассматривается как обычный конденсатор, где пластинами являются границы обедненного слоя, а сам обедненный слой служит несовершенным диэлектриком с увеличенными диэлектрическими потерями:
где относительная диэлектрическая проницаемость полупроводникового материала; – электрическая постоянная (); S – площадь p–n -перехода; – ширина обеднённого слоя.
Барьерная ёмкость возрастает при увеличении площади p–n -перехода и диэлектрической проницаемости полупроводника и уменьшении ширины обедённого слоя. В зависимости от площади перехода С бар может быть от единиц до сотен пикофарад.
Особенностью барьерной ёмкости является то, что она является нелинейной ёмкостью. При возрастании обратного напряжения ширина перехода увеличивается и ёмкость С бар уменьшается. Характер зависимости С бар = f (U обр) показывает график на рис. 1.22. Как видно, под влиянием U проб ёмкость С бар изменяется в несколько раз.
Диффузионная ёмкость характеризует накопление подвижных носителей заряда в n - и p -областях при прямом напряжении на переходе. Она практически существует только при прямом напряжении, когда носители заряда диффундируют (инжектируют) в большом количестве через пониженный потенциальный барьер и, не успев рекомбинировать, накапливаются в n - и p -областях. Каждому значению прямого напряжения соответствуют определенные значения двух разноименных зарядов + Q диф и -Q диф , накопленных в n - и p -областях за счет диффузии носителей через переход. Ёмкость С диф представляет собой отношение зарядов к разности потенциалов:
С увеличением U пр прямой ток растет быстрее, чем напряжение, т.к. вольт-амперная характеристика для прямого тока имеет нелинейный вид, поэтому Q диф растет быстрее, чем U пр и С диф увеличивается.
Диффузионная ёмкость значительно больше барьерной, но использовать ее не удается, т.к. она оказывается шунтированной малым прямым сопротивлением p–n -перехода. Численные оценки величины диффузионной ёмкости показывают, что ее значение доходит до нескольких единиц микрофарад.
Таким образом, р–n -переход можно использовать в качестве конденсатора переменной ёмкости,
управляемого величиной и знаком приложенного напряжения.
1.7.6. Контакт «металл – полупроводник»
В современных полупроводниковых приборах помимо контактов с p–n -переходом применяются контакты «металл – полупроводник».
Контакт «металл – полупроводник» возникает в месте соприкосновения полупроводникового кристалла n - или р -типа проводимости с металлами. Происходящие при этом процессы определяются соотношением работ выхода электрона из металла и из полупроводника . Под работой выхода электрона понимают энергию, необходимую для переноса электрона с уровня Ферми на энергетический уровень свободного электрона. Чем меньше работа выхода, тем больше электронов может выйти из данного тела.
В результате диффузии электронов и перераспределения зарядов нарушается электрическая нейтральность прилегающих к границе раздела областей, возникает контактное электрическое поле и контактная разность потенциалов:
. (1.21)
Переходный слой, в котором существует контактное электрическое поле при контакте «металл –полупроводник», называется переходом Шоттки , по имени немецкого ученого В. Шоттки, который первый получил основные математические соотношения для электрических характеристик таких переходов.
Контактное электрическое поле на переходе Шоттки сосредоточено практически в полупроводнике, так как концентрация носителей заряда в металле значительно больше концентрации носителей заряда в полупроводнике. Перераспределение электронов в металле происходит в очень тонком слое, сравнимом с межатомным расстоянием.
В зависимости от типа электропроводности полупроводника и соотношения работ выхода в кристалле может возникать обеднённый, инверсный или обогащённый слой носителями электрических
1. < , полупроводник n -типа (рис. 1.23, а). В данном случае будет преобладать выход электронов из металла (M ) в полупроводник, поэтому в слое полупроводника около границы раздела накапливаются основные носители (электроны), и этот слой становится обогащенным, т.е. имеющим повышенную концентрацию электронов. Сопротивление этого слоя будет малым при любой полярности приложенного напряжения, и, следовательно, такой переход не обладает выпрямляющим свойством. Его иначе называют невыпрямляющим переходом.
2. < , полупроводник p -типа (рис. 1.23, б). В этом случае будет преобладать выход электронов из полупроводника в металл, при этом в приграничном слое также образуется область, обогащенная основными носителями заряда (дырками), имеющая малое сопротивление. Такой переход также не обладает выпрямляющим свойством.
3. , полупроводник n-типа (рис. 1.24, а). При таких условиях электроны будут переходить главным образом из полупроводника в металл и в приграничном слое полупроводника образуется область, обедненная основными носителями заряда и имеющая большое сопротивление. Здесь создается сравнительно высокий потенциальный барьер, высота которого будет существенно зависеть от полярности приложенного напряжения. Если , то возможно образование инверсного слоя (p -типа). Такой контакт обладает выпрямляющим свойством.
4. , полупроводник p -типа (рис. 1.24, б). Контакт, образованный при таких условиях обладает выпрямляющим свойством, как и предыдущий.
Отличительной особенностью контакта «металл – полупроводник» является то, что в отличие от обычного p–n -перехода здесь высота потенциального барьера для электронов и дырок разная. В результате такие контакты могут быть при определенных условиях неинжектирующими, т.е. при протекании прямого тока через контакт в полупроводниковую область не будут инжектироваться неосновные носители, что очень важно для высокочастотных и импульсных полупроводниковых приборов.
