Петров К.С. Радиоматериалы и радиокомпоненты (2003) (1152094), страница 20
Текст из файла (страница 20)
Если к р-и-переходу приложено прямое напряжение, то вследствие уменьшения высоты потенциального барьера возрастает количество основных носителей заряда, перемещающихся через р-н-переход, В результате появляется большой прямой ток, создаваемый потоками 1 и 3. Если к р-л-переходу приложено обратное напряжение, то количество основных носителей заряда, перемещающихся через переход, становится равным нулю, и через переход течет небольшой обратный Электроны (и дырки), находясь в хаотическом движении, способны перемещаться через электронно-дырочный переход из одной области полупроводникового кристалла в другую, создавая потоки носителей заряда, обозначенные на рис. 1.62 цифрами от 1 до 4.
Потоки 1 и 3 называют потоками основных носителей заряда (ПОН), потоки 2 и 4 — потоками неосновных носителей заряда (ПНН). Для ПОН поле в переходе является тормозящим. Поэтому переходить из н-области в р-область могут только,те электроны, энергия которых выше Е, и, соответственно, переходить из р-области в и-область могут только те дырки, энергия которых ниже уровня Е . Для ПНН лоле в переходе является ускоряющим, поэтому все неосновные носители заряда способны перемещаться из одной области в другую. При отсутствии на переходе внешнего напряжения ПО Н и ПНН уравновешивают друг друга, поэтому ток через переход равен нулю. Если к переходу подключено внешнее напряжение плюсом к р-областн, то создаваемое им электрическое поле противоположно по направлению внутреннему электрическому полю.
В этом случае потенциальный барьер в р-и-переходе уменьшается. При противоположной полярности внешнего напряжения потенциальный барьер повышается. Внешнее напряжение, уменьшающее высоту потенциального барьера в р-п-переходе, называют прямым, а напряжение, повышающее высоту барьера, — обратным. В дальнейшем прямое напряжение будем считать положительным, а обратное — отрицательным. Внешнее напряжение практически полностью прикладывается непосредственно к р-н-переходу, так как он обеднен подвижными носителями зарядов и имеет высокое по сравнению с другими областями структуры электрическое сопротивление.
Поэтому изменение высоты потенциального барьера равно приложенному напряжению и, и высоту потенциального барьера в р-и-переходе следует определять по формуле 98 Глава 1. Электрофизические свойства радиоматериалов ток, создаваемый потоками неосновных носителей заряда (потоки 2 и 4). Таким образом, изменяя приложенное к р-л-переходу напряжение, можно изменять ток и его направление. При изменении приложенного к переходу внешнего напряжения одновременно с изменением высоты потенциального барьера изменяется ширина перехода. В этом случае в (1.87), (1.87а) и (1.87б) вместо д„о следует подставлять <р„.
При подаче прямого напряжения переход сужается„а при подаче обратного напряжения расширяется. Вольт-амперная характеристика р-а-перехода Для того чтобы выяснить, как зависит ток р-л-перехода от приложенного к нему напряжения, рассмотрим распределение концентрации неосновных носителей зарядов и токов в областях, прилегающих к р-л-переходу (рис. 1.63, а).
б Р /ИРоа р х» хр Рно.!.63 При подаче на р-л-переход прямого напряжения уменьшается высота потенциального барьера, возрастают потоки основных носителей зарядов и возникает инжекция электронов в р-область и дырок в л-область. Инжектированные электроны в соответствии с (1.64) диффундируют в глубь р-области, и их концентрация по мере удаления отсечения х, убывает по зкспоненциальному закону (рис. 1,63, б). То же самое происходит с дырками, инжектированными в л-область.
Неравномерное распределение концентрации неосновных носителей заряда ведет к возникновению токов диффУзииу', „(х) иу',„ер(х), опРеделЯемых УРавнениями (1.72) и (1.73), и рекомбинационных токову' „р(х) и7' „„(х) (рис. 1.63, в). Уход электронов из л-области (поток 1) в р-область ведет к возникновению тока 1.6. Контактные явления в редиомвтериапех проводимости электронов)'„„. Аналогично в р-области возникает ток прово- димости дырок)рррр.р Из приведенных графиков распределения токов следует, что плотность тока че- рез р-и-переход равна сумме диффузионных токов на его границах; 7 = ),„ь,(хр)+~„„,ьр(х.).
Плотность тока диффузии электронов в сечении хр в соответствии с (1.72) равна «бт„н(х) Л ,.(-,) = 91). ~ .Ъ„ Плотность тока диффузии дырок в сечении х„в соответствии с (1.73) равна 7' «.„(х.) =-7)7, «(р„е(х) (1.89) Градиент концентрации электронов в сечении х = х, можно найти, дифференци- руя (1.64): 4(ц (х) 1 и„ы(х,) (1.90) Соответственно, градиент концентрации дырок в сечении х„равен «(р ;(х) ~ р„,«(хр) (1.91) Избыточная концентрация электронов и дырок на границах р-и-перехода зави- сят от приложенного напряжения, изменяющего высоту потенциального барье- ра.
При отсутствии внешнего напряжения высота барьера определяется (1.76). Учитывая, что М« = и„, !У, = рр и и, '= и,р„(1.76) можно представить в виде п„ «р = и„!и — ", л Отсюда получаем и =и„ехр —, «р о р в (1.92) -1Р„-~Рм и и п(х ) = п„ехр —" = и„ехр — ~ ехр — = прехр —, Иэбыточная концентрация электронов равна и и, (х,) =и(х,) — и, =и, ехр — -1 . т (1.93) При подаче прямого напряжения потенциальный барьер становится равным «р„= «ры — и, а концентрация электронов в сечении х, — равной и(хр).
Тогда (1.92) можно представить в виде 1ОО Глава! . Электрофизичвскио свойства оматериалов Аналогично, избыточная концентрация дырок равна и р (х„) = р„ехр — -1 (1.94) Подставляя (1.93) и (1.94) соответственно а (1.90) и (1.91), а (1.90) и (1.91) — в (1.88) и (1.89), получим электронную и дырочную составляющие тока в следующем виде: „(х ) =-д — "' ехр — -1 (1.95) (х ) =-д — '" ехр — — 1 . а ее.р п (1.96) Суммируя диффузионные токи, получим уравнение вольт-амперной характери- стики: и 1 =.1, ехр — — 1, (1.97) где (1.98) 10=9 Е + Ток 1, называют гпепловым люком, поскольку он создается неосновными носителями заряда, возникающими в результате тепловой генерации.
Знак вминусь указывает на то, что направление этого тока противоположно положительному направлению оси х. При Ж„»М„тепловой ток создается электронами, генерируемыми в р-области. В этом случае В„п„ = -Я— (1.98, а) При М, » И, тепловой ток создается дырками, генерируемыми в и-области.
Тогда ю -()в 7)„р„ Е (1.98, б) Формулу (1.98) можно преобразовать, умножив числитель и знаменатель первой дроби на Е„, а второй — на Ек Тогда, учитывая, что ~~ — р т и ~~ — Е) т, получим 1 п,Е, р„Е„') (1.99) ~ т„ т, В этом выражении отношения и /т, и р„/т„есть не что иное, как скорости генерации электронов и дырок соответственно. Следовательно, тепловой ток создается только теми неосновными носителями заряда, которые генерируются в объемах 1О1 1.6. Контактные явления в рвдноматерналах полупроводника, прилегающих к границамр-л-перехода. Величина этих объемов при площади р-п-перехода, равной единице, равна диффузионной длине неосновных носителей заряда. Носители заряда, генерируемые за пределами этих объемов, не могут участвовать в создании теплового тока, так как за время жизни они не в состоянии преодолеть расстояние, превышающее диффузионную длину, и достичь границы р-и-перехода.
При М„» М, в (1.99) можно пренебречь вторым слагаемым, а при Ж, » М, — первым, Зависимость плотности тока от отношения и/и„, соответствующая (1.97), представлена на рис. 1.64. Рис. 1.64 В области прямых напряжений прямой ток многократно превышает обратный и зависит от напряжения по экспоненциальному закону. Изменение напряжения на 60 мВ изменяет ток примерно в 10 раз. Поэтому целесообразно рассматривать зависимость напряжения от тока. Чтобы получить такую зависимость, надо решить (1.97) относительно напряжения. Тогда и=и,1п — +1 (1.100) Контакт вырожденных полупроводников Вырожденными лолуироводниками называют полупроводники, уровень Ферми в юторых находится либо за пределами запрещенной зоны, либо внутри на расстоянии, не превышающем 2-3 кТ, что имеет место при концентрации примеси порядка 10е-10м см-'.
При столь высокой концентрации примеси происходит расщепление примесных уровней и образование примесных зон, юторые сливаются с зоной проводимости в электронном полупроводнике и с валентной зоной в дырочном полупроводнике. При осуществлении контакта вырожденных полупроводников с различным типом злектропроводности возникают такие же процессы, что и прн осуществлении контакта невырожденных полупроводников, приюдящие к выравниванию уровней Ферми и образованию электронно-дырочного перехода, характеризующегося в соответствии с (1.75) и (1.87) высоким энерге- 1О2 Главе 1. Электрофизические свойства рвдиомвгеривлов тическим барьером и малой шириной Ье при атом напряженность поля в переходе превышает 10' В/см. (рис.
1.65, а). Энергетическая диаграмма контакта вырожденных полупроводников отличается от энергетической диаграммы обычного р-и-перехода перекрытием зоны проводимости электронного полупроводника с валентной зоной дырочного полупроводника (Е > Е,„), что приводит к вероятности возникновения туннельных переходов. Етр в Рис. 1.65 Туннельные переходы не связаны с преодолением энергетического барьера.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
