Разделы


Рекомендуем
Автоматическая электрика  Распространение радиоволн 

1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74 75 76 77 78 79 80 81 82 83 84 85 86 87 88 89 90 91 92 93 94 95 96 97 98 99 100 [ 101 ] 102 103 104 105 106 107 108 109 110 111 112 113 114 115 116 117 118 119 120 121 122 123 124 125 126 127 128 129 130 131 132 133 134 135 136 137 138 139 140 141 142 143 144 145 146 147 148 149 150 151 152 153 154 155 156 157 158 159 160 161 162 163 164 165 166 167 168 169 170 171 172 173 174 175 176 177 178 179 180 181 182 183

жения, рис. 9-15, а), либо повышается (при приложении обратного напряжения, рис. 9-15,6) на величину U. В первом случае объемные заряды, толщина обедненного слоя и его сопротивление уменьшаются и при увеличении внешнего напряжения ток через контакт быстро нарастает. Когда прямое напряжение достигает величины

1Шупрооооиап Металл п-типа

Иеталл п-типа


Рис. 9-!5. Выпрямляющий контакт металл - полупроводник п-типа с приложенным внешним на-пряженн м и - прямом (а) и обратном (б) направлениях. Штрихами показано положение зон в отсутствие внешнего смещения.

в SO 60 40 го

I -,. I-1-1


напряжении наблюдается резкое увеличение обратного тока, называемое пробоек..

Вольт-амперная характеристика выпрямляющего контакта металл - полупроводник показана на рис. 9-16.

Эффект односторонней проводимости контакта металл - полупроводник используется в купроксных и селеновых выпрямителях, кристаллических детекторах и точечно-контактных диодах. Исключая определенные типы точечных диодов, в этих приборах широко применяются полупроводниковые материалы поликристаллической структуры, которая отличается сильным несовершенством. Связанное с наличием структурных дефектов большое количество дополнительных уровней внутри запрещенной зоны, а также сильное влияние по-верхностных явлений (см. стр. 409) приводят к неоднородности характеристик этих приборов, к повышенным и нестабильным обратным токам. От этих недостатков в значительной мере свободны полупроводниковые диоды с плоскостными р-п переходами.

Электронно-дырочный переход

Электронно-дырочный, или р-п, переход представляет собой особенно важную разновидность контакта двух разнородных по-

f-mun I п-тип


Рис. 9-16. Типичные вольт-амперные характеристики контактов металл - полупроводник (Си - ку-проксного вентиля, Se - селенового вентиля, Ge-т - точечного германиевого диода. Si-т - точечного кремниевого диода) и переходов (Ge-п - плоскостного германиевого диода. Si-п - плоскостного кремниевого диода).

контактной разности потенциалов, потенциальный барьер должен исчезнуть, и при дальнейшем увеличении напряжения ток в цепи будет ограничиваться лишь внешними относительно контакта сопротивлениями.

Повышение потенциального барьера при обратном напряжении сопровождается увеличением объемных зарядов и как следствие- расширением обедненного слоя. При этом вероятность перехода через контакт основных носителей становится пренебрежимо малой и устанавливающийся в цепи небольшой обратный ток обусловлен неосновными носителями, для которых потенциальный барьер не является препятствием. Лишь при достаточно высоком обратном

Рис. 9-17. Энергетическая схема р-п перехода в отсутствие внешнего смещения (а), при наличии прямого смещения (б) и при наличии обратного смещения (в).

лупроводииков. Обычно р-п переход создается с помощью тонких технологических приемов, в результате чего граница раздела областей противоположными механизмами проводимости создается внутри одного монокристаллнческого объема полупроводника. Аналогичным свойством обладают и так называемые l-h переходы (р+-р и п+-п переходы), в которых механизм проводимости обеих областей полупроводника одинаков, но степень их легирования примесями различна (плюсом отмечается область с более высокой концентрацией примесей, т. е. с меньшим удельным сопротивлением). При этом также положение уровней Ферми в обеих областях полупроводника в отсутствие контакта оказывается различным, а выравнивание уровня Ферми при наличии контакта приводит к



искривлению границ энергетических зон в районе l-h перехода, т. е. к образованию потенциального барьера.

Несмо-Ёря на несколько отличную от случая контакта металл- полупроводник энергетическую схему (рис. 9-17), в р-п переходе наблюдаются все описанные выше контактные явления, но здесь они носят наиболее закономерный характер ввиду совершенной структуры контакта внутри монокристаллического полупроводника.

Контактная разность потенциалов р-п перехода определяется следующими соотношениями:

кТ п -ЖкТ рр <Рк = -- 1п-=-In----

с с,

2 2 =- 1п-,(9-31)

где п , pfi и N- концентрации соответственно электронов, дырок и доноров в п-области; Пр,.рр и Р-концентрации электронов, дырок и акцептороов в р-области; 0 и 0р - удельные проводимости п-области и р-области соответственно; х и Хр-подвижности электронови дырок.

Последнее из приведенных выражений фк справедливо при условии полной ионизации примесей, что обычно и происходит.

С увеличением концентрации примесей, т. е. при понижении удельного сопротивления полупроводника, контактная разность потенциалов возрастает. Это справедливо до тех пор, пока концентрация примесей не превышает некоторого критического значения (для германия и кремния около 2-10s сж-5), при котором уровень Ферми приближается к дну (в дырочном полупроводнике) или потолку (в электронном) запрещенной зоны. Дальнейшее повышение концентрации примесей существенных изменений в положение уровня Ферми не вносит, а контактная разность потенциалов достигает значения, соответствующего ширине запрещенной зоны, и перестает увеличиваться

Прямая ветвь (прн U>0) вольт-амперной характеристики р-п перехода хорошо описывается вытекающим из диодной теории выпрямления [Л. 14] выражением

(9-32)

где Is

-так называемый ток насыщения р-п перехода (см. ниже), а

.Л=- (9-33)

и при обычной температуре (Г=300°К) составляет около 40 в- (обратную величи-

ну Ut=A-~25 мв часто называют температурным напряжением или температурной разностью потенциалов). При прямых смещениях, превышающих 2-3 и., обычно пренебрегают единицей и описывают прямую ветвь одним экспоненциальным членом:

(9-32а)

Однако при достаточно больших прямых токах выражение вольт-амперной характеристики реальных р-п переходов снова усложняется из-за возрастающего влияния омического падения напряжения в толще полупроводника и других эффектов, проявляющихся при высоких плотностях тока (см. стр. 409).

Током насыщения р-п перехода называют не зависящую от приложенного напряжения составляющую тока, обусловленную неосновными носителями.

Из энергетической схемы р-п перехода (см., например, рис. 9-17) следует, что энергия электронов проводимости в р-области всегда выше, чем в п-области. Это же утверждение справедливо по отношению к электронам в валентной зоне. Поэтому всякий электрон проводимости, приблизившийся к р-п переходу со стороны р-области, немедленно скатывается в п-область. Аналогичное перемещение электронов через р-п переход в валентной зоне оказывается возможным при появлении дырки со стороны п-области. Плотность потоков неосновных носителей через р-п переход зависит от их концентрации в каждой области и от диффузионной длины L, поскольку поставлять неосновные носители, достигающие Г1аницы р-п перехода, могут лишь участки каждой области, удаленные на расстояние L. В отсутствие внешнего смещения эти потоки неосновных носителей уравновешиваются встречной диффузией основных носителей. При приложении достаточно большого обратного напряжения потоки основных носителей прекращаются из-за увеличения потенциального барьера и во внешней цепи обнаруживается обратный ток.

Из теоретического выражения вольт-амперной характеристики (9-32) также следует, что при обратных смещениях ([/<0), превышающих (2-3) U, когда можно пренебречь экспоненциальным членом в сравнении с единицей, должен установиться не зависящий от обратного напряжения ток, равный току насыщения. Но у реальных р-п переходов обратный ток зачастую существенно превышает значение Is и заметно зависит от напряжения, что объясняется существованием ряда других составляющих, связанны.х с влиянием поверхности, различного рода дефектов, утечек и генерацией пар электрон - дырка внутри обедненного слоя.

Ввиду сильной температурной зависимости концентрации неосновных носителей по мере повышения температуры происходит практически экспоненциальное увеличение



тока насыщения и при достаточно высокой температуре он превалирует над остальными составляющими обратного тока. При этом теоретическое выражение вольт-амперной характеристики р-п перехода становится справедливым и для обратной ветви.

Пробой р-п перехода. Электрический пробой р-п перехода, состоящий в резком увеличении обратного тока при высоком обратном напряжении, происходит из-за эффекта лавинного умножения. Кинетическая энергия электрона, скатывающегося с потенциального барьера, возрастает по мере увеличения высоты этого барьера, в результате чего растет вероятность выбивания дополнительных электронов из атомов полупроводника, находящихся на пути быстрого электрона в районе р-п перехода. Такое умножение числа носителей приводит сначала к росту обратного тока, а при некотором критическом напряжении вызывает лавинное увеличение обратного тока. Нарастание обратного тока при лавинном умножении описывается коэффициентом лавинного умножения

М =-/ , (9-34)

где L/л - напряжение лавинного пробоя, m - показатель, зависящий от материала полупроводника и типа проводимости более высокоомной области (в случае кремния или германия п-типа т=3, а для германия р-типа т=5). Напряжение лавинного пробоя определяется главным образом удельным сопротивлением высокоомной области и приблизительно прямо пропорционально его величине. Это объясняется тем, что удельное сопротивление примесного полупроводника непосредственно связано с концентрацией примесей, а значит, и с концентрацией зарядов, создающих электрическое поле в обедненном слое.

Эффект лавинного умножения при соответствующем ограничении рассеиваемой мощности внешним сопротивлением не вызывает необратимых изменений в характеристиках р-п перехода и широко используется для стабилизации напряжения в кремниевых стабилитронах, в лавинных транзисторах, обладающих а>1, и других приборах.

Емкость р-п перехода. Наличие объемных зарядов и электрического поля в обедненном слое придает р-п переходу свойства электрической емкости. Эта емкость, называемая барьерной емкостью р-п перехода, используется в полупроводниковых конденсаторах - варикапах. Поскольку концентрация зарядов в обедненном слое предопределена концентрацией примесей, изменение потенциального барьера при вариации обратного напряжения происходит из-за изменения ширины этого слоя. Это равноценно изменению среднего расстояния между разноименными зарядами, находящимися по обе стороны от металлургической гра-

ницы р- и п-областей, и приводит к зависимости емкости р-п перехода от величины приложенного обратного напряжения.

В соответствии с различными законами распределения примесей на границе р- и ге-областей различают резкий переход (ступенчатый, или типа Шоттки, рис. 9-18, а) и плавный переход (рис. 9-18,6). Особыми технологическими приемами удается также изготовлять р-п переходы с обратным градиентом примеси (рис. 9-18, е), когда концентрация примеси в высокоомной области убывает по мере удаления от перехода. Дифференциальная емкость р-п перехода, характеризующая его емкостную реакцию на переменное напряжение, малое по сравнению с постоянным обратным напряжением смещения f/o, в общем случае выражается следующей зависимостью:

Ce = ~ = a{cp + Uor . (9-35) аи

где постоянная а пропорциональна площади р-п перехода, а п зависит от закона распределения примесей. Для резкого р-п перехода re=V2, для плавного п = Чз, а при обратном градиенте концентрации! примесей /г>/2 и в определенных областях обратных напряжений может достигать нескольких единиц.

Наряду с барьерной емкостью р-п переходу приписывают диффузионную емкость, которая имеет практическое значение главным образом при прямых напряжениях, когда она может во много раз превышать барьерную. При прохождении прямого тока через р-п переход основные носители, преодолевающие потенциальный барьер, становятся в другой области полупроводника неосновными неравновесными, и их движение здесь подчинено законам диффузии. В связи с рекомбинацией концентрация этих носителей по мере их диффузии в глубь полупроводника от границы р-п перехода убывает и глубина их проникновения имеет порядок диффузионной длины L. Этот процесс приводит как бы к накоплению неосновных носителей вблизи р-п перехода. Заряд накапливающихся неравновесных носителей пропорционален току через р-п переход, однако из-за сравнительно медленного характера диффузии и рекомбинации неравновесных носителей этот заряд не может мгновенно изменяться при изменениях тока. Его инерционность описывается временем жизни неосновных носителей т и обусловливает емкостный характер реакции р-п перехода на всякое изменение прямого тока. Это явление и описывают диффузионной емкостью р-п перехода, которая при достаточной протяженности обеих областей полупроводника, превышающих диффузионную длину, составляет на низких частотах

Сд = -(/р-Гр-Ь/ т ), (9-36)

где соответственно 1р и / -дырочная и электронная составляющие постоянного то-




1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74 75 76 77 78 79 80 81 82 83 84 85 86 87 88 89 90 91 92 93 94 95 96 97 98 99 100 [ 101 ] 102 103 104 105 106 107 108 109 110 111 112 113 114 115 116 117 118 119 120 121 122 123 124 125 126 127 128 129 130 131 132 133 134 135 136 137 138 139 140 141 142 143 144 145 146 147 148 149 150 151 152 153 154 155 156 157 158 159 160 161 162 163 164 165 166 167 168 169 170 171 172 173 174 175 176 177 178 179 180 181 182 183

Яндекс.Метрика
© 2010 KinteRun.ru автоматическая электрика
Копирование материалов разрешено при наличии активной ссылки.