Г.П. Яровой, П.В. Тяпухин, В.М. Трещев, В.В. Зайцев, В.И. Занин - Основы полупроводниковой электроники, страница 15

5.7)и происходит пробой р−n-перехода. Различают три вида пробоя, из которых два являются следствием чрезмерно большого поля, а третий связан с тепловыми явлениями. Рассмотримкаждый из них в отдельности.гдеG=Рис.5.7. Явление пробоя p−n-переходаДиффузионная емкость p−n-перехода имеет следующийфизический смысл. При инжекции дырок в n-область там накапливается заряд неосновных носителей. Процесс установления стационарного заряда происходит за время жизни τ p иемкость Cдиф отражает инерционность этого процесса. Другими словами, градиент концентрации дырок в n-слое не установится до тех пор, пока диффузионная емкость Cдиф не зарядится до величины амплитудного значения напряжения u.105Туннельный пробой.

На рис.5.8 изображена энергетическая диаграмма для p−n-перехода, смещенного в обратномнаправлении.При приложении к p−n-переходу достаточно высокогообратного смещения заполненные уровни валентной зоны робласти полупроводника располагаются против незаполненных уровней зоны проводимости n-области (рис. 5.8, а). Вэтом случае возможен прямой туннельный переход электронов из валентной зоны р-области в зону проводимости nобласти, просачивающихся сквозь потенциальный барьертолщиной х и высотой, меняющейся от Еg в точках х1 до 0 вточке x2. С увеличением обратного напряжения толщинабарьера уменьшается (рис.5.8, б) и напряженность поля в нем106растет.

Следует подчеркнуть, что речь идет не о ширине области пространственного заряда (она растет с увеличениемобратного смещения), а о барьере на пути туннелирующихэлектронов. Если p−n-переход достаточно тонок, то уже присравнительно невысоком обратном напряжении поле достигает такого значения, при котором начинается интенсивноетуннелирование электронов сквозь p−n-переход (электроны"вырываются" из валентной зоны полупроводника р-типа ипри неизменной энергии переходят в зону проводимости полупроводника n-типа) и его пробой.

Этот механизм передачитока является чисто квантовым. При таком механизме электрон не "поднимается" на барьер, а "просачивается" под барьером, изменяя только свой квазиимпульс.Рис.5.8. Туннельные переходы в p−n-переходе при обратномсмещенииВероятность такого перехода в сильной степени зависитот ширины запрещенной зоны полупроводника и шириныобедненной области, которая не должна превышать нескольких сот ангстрем.

Поэтому туннельный пробой наблюдается вр−n-переходах с "резким" распределением примесей, изготовленных из сильнолегированных или вырожденных полупроводников.Лавинный пробой. Для p−n-переходов, изготовленных изполупроводников с низкой или средней концентрацией примесей, туннельный пробой не наблюдается, и основной при107чиной, ограничивающей рост обратного напряжения, являетсялавинное размножение носителей в обедненной области.В достаточно широких p−n-переходах при высоких обратных напряжениях неосновные носители могут приобретать вполе перехода настолько большую кинетическую энергию,что оказываются способными вызывать ударную ионизациюполупроводника. При движении в сильном электрическом поле электроны являются "горячими", так как их средняя энергия существенно превышает энергию теплового движения kT0.Если этой энергии оказывается достаточно, чтобы при соударении ионизовать нейтральный атом решетки, т.е. перевестиэлектрон из валентной зоны в зону проводимости, то в области перехода возникнут дополнительные пары электрон−дырка.

Процесс этот схематически представлен нарис.5.9. Ударную ионизацию могут производить как электроны (рис.5.9, а), так и дырки (рис.5.9, б). В том и другом случаеэлектрон 1 теряет энергию, оставаясь в прежней энергетической зоне. Эту энергию он передает электрону 2 валентнойзоны, переводя его в зону проводимости и создавая таким образом новую электронно-дырочную пару. В этом случае может происходить лавинное нарастание обратного тока, приводящее к лавинному пробою перехода.Пусть, например, электрон из р-области диода попадает вобласть объемного заряда p−n-перехода, находящегося подобратным смещением (стрелка 1 на рис.

5.9). Если это смещение достаточно велико, то до выхода из перехода этот электрон создает новую электронно-дырочную пару, после чеговместе с вновь образовавшимся электроном он выходит изp−n-перехода в n-область. Возникшая при этом дырка движется в поле p−n-перехода к p-области диода (стрелка 2 нарис.5.9). До выхода из области объемного заряда она можетсоздать еще одну электронно-дырочнуюпару; электронэтой пары будет двигаться к108n-области (стрелка 3) и т.д. Таким образом, вместо одногоэлектрона, вошедшего в p−n-переход, из него выходит многоэлектронов и дырок − обратный ток резко растет.а, бвГРис.

5.9. Лавинный пробой в p–n-переходеВ теории ударной ионизации вводят коэффициент размножения М, показывающий, во сколько раз число ионизо109ванных пар больше первоначального числа ионизирующихэлектронов или дырок, и два коэффициента ионизации длядырок α p и электронов α n . Коэффициенты α p и α n равнысреднему числу пар, генерируемых одним носителем (дыркойили электроном) на 1 см пути. Зависимость α p и α n от напряженности поля имеет видEgα = BE exp(−),(5.50)qλe Eгде qE λ e − средняя энергия, приобретаемая электроном в поле E на длине свободного пробега по энергии λ e , B − некоторый размерный коээфициент.Условие возникновения лавинного пробоя можно получить с помощью уравнения ударной ионизации. На рис. 5.9,гпоказана энергетическая диаграмма обедненного слоя p−nперехода при обратном смещении. В соответствии с направлением поля Е плотность дырочного тока насыщения JPS, втекающего в обедненный слой справа, будет увеличиваться засчет лавинного размножения носителей и достигнет значенияМ JPS на левой границе при х=d.Плотность электронного тока будет возрастать по тому жезакону слева направо.

При этом полная плотность тока равнаJp+Jn=J0=const. Если через 1 см2 в 1 с проходит Jp/q дырок, тона длине dx каждая дырка создает α pdx пар электрон−дырка,а их результирующее число равноJpα p dx .(5.51)qАналогично число пар, рожденных электронами в сечении1 см2 в 1 с, равноJnα n dx .(5.52)qТогда для полного числа пар, рожденных на длине dx в 1 с,можно записать110(Jpqαp +Jnα n )dx .qd(5.53)Это выражение соответствует приращению дырочного потока, т.е.JpJpJd ( ) = ( α p + n α n )dx ,(5.54)qqqилиdJ p= J pα p + J nα n = g ′p = g n′ ,(5.55)dxгде g ′p − скорость образования дырок (или электронов) в единице объема в 1 с.С учетом соотношения Jp+Jn=J0 дифференциальное уравнение (5.55) принимает видdJ p− (α p − α n ) J p = α n J 0 .(5.56)dxЕсли лавинный процесс начинается за счет электронов, то,подставляя g ′n из (5.55) в уравнение непрерывности, получимdJ n− (α p − α n ) J n = −α p J 0 .(5.57)dxДля упрощения дальнейших расчетов будем считать, чтоα p = α n =α.

Это предположение хорошо .выполняется дляGaAs и GaP. Тогда решение уравнения (5.57) с учетом граничного условия J p (0) = J pS принимает видxJ p ( x) = J pS + J 0 ∫ α ( E )dx .(5.58)0При x = dJ p ≈ J 0 = M p J pS и из (5.58) следуетd1(5.59)= α ( E )dx .M p ∫0Аналогичное выражение можно получить и для электронов:1111−11−(5.60)= α ( E )dx .M n ∫0Так как напряжение лавинного пробоя определяется изусловия M p = M n → ∞ , то последние два соотношения приводят к так называемому интегралу ионизации:d∫ α ( E )dx = 1 .(5.61)0Зная зависимость α (E), из (5.50) можно найти максимальную ширину перехода dmax, при которой выполняется условие(5.61).

Тогда напряжение лавинного пробоя для резкого p−nперехода будет равноEd(5.62)U пробоя = л max ,2где Eл − напряженность поля лавинного пробоя.Тепловой пробой. Тепловой пробой связан с повышениемтемпературы перехода при увеличении рассеиваемой в неммощности. С ростом температуры увеличивается число генерируемых пар электрон-дырка и как следствие этого обратный ток IS. С ростом обратного напряжения мощность, рассеиваемая в переходе, увеличивается, способствуя тем самымдальнейшему росту температуры.

В результате процесс нарастания тока приобретает лавинообразный характер и навольт-амперной характеристике появляется резкий излом, после которого напряжение практически остается постоянным, аток неограниченно возрастает. Часто в этом режиме на обратной ветви вольт-амперной характеристики можно наблюдатьучасток с отрицательным сопротивлением.Возникновение теплового пробоя более вероятно на постоянном токе, нежели в импульсном режиме, поскольку припрочих равных условиях средняя мощность рассеяния в переходе в первом случае будет больше. Напряжение тепловогопробоя UT существенно зависит от конструкции диода, поскольку последняя определяет условия отвода тепла от пере112хода. Тепловой пробой наблюдается у полупроводников с узкой шириной запрещенной зоны (например, у германия), длякоторых обратный ток IS достигает больших значений.В отличие от тепловой ионизации, режимы, связанныес ударной ионизацией или туннельным переходом электронов, являются малоинерционными и определяются только амплитудным значением напряжения на переходе.

Явление теплового пробоя в силу большей инерционности, как правило,не используется на практике. Все рассмотренные типы пробоев являются обратимыми, если величина средней рассеиваемой мощности в переходе не будет превышать допустимую.6. Биполярные транзисторыВ транзисторах этого класса осуществляется биполярнаяпроводимость, откуда и берет свое происхождение название"биполярный транзистор".

Биполярные транзисторы разделяются на две группы: транзисторы с диффузионным механизмом переноса заряда и транзисторы с дрейфовым (полевым)механизмом. Транзисторы первой группы стали промышленно выпускаться в начале 50-х годов. Примерно через десятьлет появились более совершенные приборы с дрейфовым механизмом переноса, которые до настоящего времени остаютсяединственными приборами этого класса, способными работать вплоть до сантиметрового диапазона волн.6.1.Принцип действия биполярных транзисторовБиполярный транзистор представляет собой три областиполупроводника, чередующиеся по знаку проводимости, какпоказано на рис.