-
p-n переход в равновесном состоянии. Рассмотрим p-n переход в равновесном состоянии. Равновесие соответствует нулевому внешнему напряжению на переходе. Поскольку концентрация электронов в n-области значительно больше, чем в p-области, часть электронов диффундирует из n-области в p-область. При этом в p-области окажутся избыточные электроны, большая часть которых находится вблизи металлургической границы. Электроны будут рекомбинировать с дырками. Соответственно концентрация дырок будет уменьшаться, и обнажаться нескомпенсированные отрицательные заряды акцепторных ионов. С другой стороны, от металлургической границы (в n-области) из-за ухода электронов обнажатся нескомпенсированные положительные заряды донорных ионов. Аналогичные рассуждения можно провести для дырок, которые диффундируют из p-области в n-область. Вблизи металлургической границы по обе стороны ее образуется слой с пониженной концентрацией подвижных носителей – обедненный слой. Существующие в нем объемные заряды ионов примесей и связанное с ними электрическое поле препятствуют диффузии носителей и обеспечивают состояние равновесия, при котором ток через переход равен нулю, т.е. напряженность внутреннего электрического поля нарастает до тех пор, пока вызванное им дрейфовое движение носителей не уравновесит встречное диффузионное движение, обусловленное градиентами концентрации электронов и дырок. Электрическое поле обуславливает внутреннюю (контактную) разность потенциалов φ0 между n- и p-областями, т.е. потенциальный барьер. На рисунке показана энергетическая диаграмма p-n-перехода в состоянии равновесия. Уровень Ферми одинаков для всех областей. Наклон границ зон определяет электрическое поле в обедненном слое толщиной Lоб на этой диаграмме (ε=(dEп/dx)/q). Разность энергий электрона у дна зоны проводимости в левой и правой частях диаграммы Eпp-Eпn равна высоте энергетического барьера qφ0, соответствующего потенциальному барьеру φ0. Потенциальный барьер существует для основных носителей, движущихся к переходу. Для рабочего диапазона температур, где все примеси ионизованы, получим qφ0 = kTln[NаNд/ni2] = ΔEЗ-kTln[(NпNв)/ (NаNд)] = Eфn - Ефp. . В случае резко несимметричного перехода при Nа >> Nд формула для нахождения толщины обедненного слоя может быть записана как | -
p-n переход при прямом и обратном смещении. Если к p-n переходу подключить источник напряжения, то равновесное состояние нарушается – в цепи потечет ток. Так как сопротивление обедненного слоя значительно превышает сопротивление нейтральных областей, то при малом токе внешнее напряжение U практически полностью прикладывается к обедненному слою. Под действием этого напряжения изменяется высота потенциального барьера φ = φ0 – U. Если плюс источника питания подключен к p-области, а минус к n-области, то напряжение на переходе называется прямым (U > 0). При прямом напряжении потенциальный барьер понижается, поскольку внешнее поле направленно навстречу внутреннему полю перехода. При обратном напряжении на переходе потенциальный барьер повышается, так как внешнее поле складывается с внутренним. Вместе с высотой потенциального барьера изменяется и его толщина. При обратном напряжении Lоб увеличивается, что можно объяснить смещением основных носителей от перехода под действием электрического поля. При этом обнажаются дополнительные ионы примесей у границ перехода, что приводит к росту толщины обедненного слоя и высоты барьера. При прямом напряжении Lоб уменьшается вследствие смещения основных носителей в сторону обедненного слоя. Проникая в обедненный слой, они компенсируют часть его объемного заряда, что приводит к снижению толщины слоя. Для несимметричного ступенчатого p-n перехода если подставить в формулу равновесного случая вместо φ0 значение φ = φ0 – U, то получим . При прямом и обратном смещении уровни Ферми в областях p- и n-типа в отличии от равновесной системы располагаются на разной высоте, а разность между ними равна q|U|. При прямом смещении напряженность поля в переходе уменьшается, условие равновесия диффузионного и дрейфового токов нарушается. Вследствие диффузии увеличивается концентрация неосновных носителей в нейтральных областях, граничных с переходом. Этот процесс называется инжекцией неосновных носителей. Избыточные неосновные носители могут возникать у границ перехода не только за счет приложения внешнего напряжения, но и вследствие воздействия других факторов, например света. В результате на переходе появляется напряжение, которое может быть выражено через известные концентрации неосновных носителей по формулам Δnp=np0[exp(U/φТ)-1] и Δpn=pn0[exp(U/φТ)-1], если их разрешить относительно напряжения. При обратном напряжении толщина перехода возрастает непропорционально напряжению, в результате напряженность электрического поля перехода увеличивается и в нем преобладает дрейфовое движение носителей по сравнению с диффузионным: дырки из n-области и электроны в p-области вследствие хаотического теплового движения могут пересечь границы перехода, |
-
Реальные ВАХ p-n-перехода и причины их отличия от идеализированной ВАХ. При выводе ВАХ идеализированного p-n перехода учитывались лишь самые главные физические эффекты: инжекция и экстракция неосновных носителей и их диффузия в нейтральных областях, прилегающих к p-n переходу. В реальных p-n переходах кроме указанных выше наблюдаются другие физические эффекты, влияющие на вид ВАХ. Рассмотрим прямую ветвь ВАХ. В области p-n перехода, как и в нейтральных областях полупроводника, происходит рекомбинация носителей. Электроны n-области, обладающие достаточной энергией, могут попасть в обедненный слой и рекомбинировать с там с дырками, приходящими из p-области. При этом электроны уходят из n-области, а дырки – из p-области. Вследствие такого движения носителей возникает дополнительный прямой ток, называемый током рекомбинации. Полный прямой ток p-n перехода складывается из тока инжекции Iинж и тока рекомбинации Iрек. Следовательно, в реальном p-n переходе прямой ток больше, чем в идеализированном. Рассмотрим влияние сопротивления базы. При выводе ВАХ идеализированного p-n перехода сопротивление базы полагается равным нулю. В реальных p-n переходах оно составляет десятки и сотни Ом. При этом внешнее напряжение распределяется между обедненным слоем и базовой областью. Тогда в ВАХ идеализированного p-n-перехода I = I0[exp(U/φТ)-1] вместо U имеет смысл подставить разность (U – Irб). Тогда I = I0[exp((U–Irб)/φТ)-1] или U = φТln[(I/I0)+1] + Irб. При малых прямых токах второе слагаемое можно не учитывать. Однако с ростом тока падение напряжения на базе может превысить падение напряжения на p-n переходе, при этом на ВАХ появится почти линейный участок. Теперь рассмотрим обратную ветвь ВАХ. В реальном p-n переходе при обратном напряжении электроны и дырки, образующиеся в обедненном слое вследствие термогенерации, движутся в электрическом поле в противоположных направлениях: электроны – в сторону n-области, а дырки – в сторону p-области. Дрейфовое движение этих носителей образует ток генерации Iг. Следовательно, обратный ток реального p-n перехода больше, чем идеального. Ток генерации увеличивается с ростом обратного напряжения из-за расширения обедненного слоя. Iг/I0 exp[ΔEЗ/2kT], т.е. доля тока генерации в обратном токе тем выше, чем больше ширина запрещенной зоны и ниже температура. Рассмотрим так же токи утечки. Реальные p-n-переходы имеют участки, выходящие на поверхность полупроводникового кристалла. На поверхности вследствие загрязнений и влияния поверхностного заряда между p- и n-областями могут образовываться проводящие пленки и каналы, по которым идет ток утечки. Он увеличивается пропорционально напряжению и при достаточно большом обратном напряжении может превысить тепловой ток и ток генерации. Для тока утечки характерна слабая зависимость от температуры. На рисунке представлена ВАХ реального p-n-перехода. | -
Ёмкости p-n-переходов, зависимость и вольт-фарадная характеристика. Рассмотрим случай обратного включения. В обедненном слое p-n перехода по обе стороны от металлургической границы существуют равные по значению и противоположные по знаку объемные заряды, обусловленные ионами примесей. В зависимости от приложенного напряжения изменяется толщина обедненного слоя и, следовательно, значение зарядов Qоб. Это говорит о том, что p-n переход обладает электрической емкостью. Эта емкость называется барьерной и Cбар = dQоб/dU. Зависимость Qоб(U) нелинейна, поэтому барьерная емкость зависит от напряжения. , где . Видно, что барьерная емкость совпадает с емкостью плоского конденсатора с расстоянием между обкладками, равным толщине обедненного слоя. Аналогия с плоским конденсатором позволяет наглядно пояснить свойства барьерной емкости. Например, с ростом модуля обратного напряжения барьерная емкость уменьшается из-за увеличения Lоб, т.е. расстояния между обкладками конденсатора. Повышение концентрации примесей увеличивает емкость, так как расстояние между обкладками уменьшается. Зависимость емкости от напряжения называют вольт-фарадной характеристикой. Для p+-n перехода в безразмерных координатах она показана на рисунке. Здесь Cбар(0) – значение емкости при U = 0. Форма вольт-фарадной характеристики в общем случае зависит от распределения концентраций примесей в p-n переходе и выражается сложными функциями, поэтому применяют аппроксимацию Cбар(U) = Cбар(0)/(1-U/φ0)m. Типичные значения m = 0,3 … 0,5. Для перехода со специальным распределением примесей m > 1. По вольт-фарадной характеристике можно определить тип перехода. Теперь рассмотрим прямое включение. В этом случае существуют две физические величины, обуславливающие емкость p-n перехода. Первая из них – та же, что и для обратного напряжения, это изменение зарядов в обедненном слое. Вторая заключается в том, что в зависимости от напряжения, приложенного к p-n переходу, изменяются концентрация инжектированных носителей в нейтральных областях вблизи границ перехода и значение накопленного заряда, обусловленного этими носителями. Полная емкость представляется в виде суммы двух слагаемых C = Cбар + Cдф, где Cдф – диффузионная емкость. Такое название отражает то, что изменение заряда неосновных носителей происходит в результате диффузии. Например, диффузия носителей от границ перехода увеличивает полные заряды дырок Qp в n-области и электронов Qn в p-области. Для малого синусоидального сигнала на низких частотах [f << 2/эф] диффузионная емкость Cдф = k(dQp/dU)=kI0эфexp[U=/φТ]/φТ, где k = 0,5 … 1 – коэффициент, зависящий от толщины базы, |