Вопросы к экзамену по курсу «Физические основы электроника»

1. Этапы развития электроники.

Электроника.

Э. охватывает обширный раздел науки и техники, связанный с изучением и испол разл физич явл, а также с разработкой и применением устр-в, основанных на протекании Эл тока в вакууме, газе, тв телах.

Составные части Э:

1. промышленная эл-ка, т.е. применение Э в промыш-ти, транспорте, электроэнерг и т.д.

2. радиоэл-ка, т.е. применениеэл-ки в радиотехнике и ТВ

промышл Э обеспеч-ая разнообр виды техники Эл-ми устр-ми измерения, контроля, управл и защиты, а также Эл-ми системами преобразования Эл-ой энергии вкл в себя:

1. информ-ую Э, к к-ой относятся Эл системы и устр связанные с измер, контролем и управ пром-ми объектами и технолог процессами

2. энергетич э (преобр технику, связанную с преобр вида Эл тока для целей электропривода, электротяги,электротермии, электротехнологии, электроэн и т.д.

Эл-ка нах-ся в пост развитии. Это связано в первую очередь с непрерывным соверш её элементной базы, на основе к-го развитие Эл-ки разбивается на этапы.

Развитие э началось с создания электровакуумных и газоразрядных приборов. Низкая надежность, сложность в эксплуатации, большие габариты и потребляемая мощность явились в последствии тормоз факторами расш обл-ей применения э. Хотя соврем электровак приборы имеют несравненно лучшие параметры, они находят в наст время огранич применение. А газоразр приборы испол преимущественно в виде элементов индикации.

Создание в 1948 транзистора хар-ет наступление нового этапа развития э. Несколько позже были созданы силовые п/п приборы, диоды, теристоры, транзисторы, что способствовало дальн развитию энерг Эл-ки. Применение транзисторов по сравнению с Эл-ми лампами позволило значит повысить надежность, уменьшить потребл мощность, габариты и вес, затраты на произв-во и экспл-ию Эл-ой аппаратуры. Улучшение указ показателей в усл роста сложности электронной аппар-ры связаных с услож возлагаемых на нее задач вызвало необход перехода от аппар-ры на дискретных элем-ах к ее интеграл исполнению.

Начиная с 70-х г все большая часть Эл-ой аппар-ры стала произв-ся на интеграл микросх что соотв 3 этапу разв э.

Совр этап разв пром э, хар-ся широким испол больших и сверхбольших интегр схем (БИС и СБИС), базовых матрич кристаллов (БМК) имеющих в одном корпусе сотни тысяч элементов и представл собой функц законченные блоки.

Соврем энерг э хар-ся применением быстрод-их высокочастотных диодов и теристоров, расчит на сотни А и неск-ко тысяч В. Развитие преобраз техники стимулируется всевозраст требованием повышения удельного веса электроэнерг потребл на пост токе и на перем, повыш частоты, а также непрерыв соверш элементной базы.

Все это позволяет создавать более эф усл генерирования, передачи, распределения инф-ии и электроэн повышать электровооруж труда, автоматиз его, испол-ть более производ-ую технологию в разл отраслях пром-ти.

2. Полупроводники и полупроводниковые приборы. Общие сведения.

Полупроводники с собственной электропроводностью

К полупроводникам относятся вещества, которые по своим электрическим свойствам занимают промежуточное положение между проводниками и диэлектриками.

Отличительным признаком полупроводников является сильная зависимость их электропроводности от темпера­туры, концентрации примесей, воздействия светового и ионизирующего излучений.

В создании электрического тока могут принимать учас­тие только подвижные носители электрических зарядов. Поэтому электропроводность вещества тем больше, чем больше в единице объема этого вещества находится под­вижных носителей электрических зарядов. В металлах прак­тически все валентные электроны (являющиеся носителя­ми элементарного отрицательного заряда) свободны, что и обусловливает их высокую электропроводность. Например, удельное сопротивление меди =0,01710^-6Омм. В диэлектриках и полупроводниках свободных носителей зна­чительно меньше, поэтому их удельное сопротивление вели­ко. Например, для диэлектрика полиэтилена

 = 10¹⁵Омм, а для полупроводника кремния= 210³Омм.

Характерной особенностью полупроводников является ярко выраженная температурная зависимость удельного электрического сопротивления. С повышением температу­ры оно, как правило, уменьшается на 5...6% на градус, в то время как у металлов удельное электрическое сопро­тивление с повышением температуры растет на десятые доли процента на градус. Удельное сопротивление полу­проводника также резко уменьшается при введении в него незначительного количества примеси.

Большинство применяемых в настоящее время полупро­водников относится к кристаллическим телам, атомы кото­рых образуют пространственную решетку. Взаимное при­тяжение атомов кристаллической решетки осуществляет­ся за счет ковалентной связи, т. е. общей пары валентных электронов, вращающихся по одной орбите вокруг этих атомов. Согласно принципу Паули, общую орбиту могут иметь только два электрона с различными спинами, поэто­му число ковалентных связей атома определяется его ва­лентностью.

Каждой орбите соответствует своя энергия электрона. Электрон в атоме обладает только некоторыми, вполне определенными значениями энергии, составляющими со­вокупность дискретных энергетических уровней атома.

В процессе образования кристаллической решетки меж­ду атомами возникает сильное взаимодействие, приводя­щее к расщеплению энергетических уровней, занимаемых электронами атомов (рисунок 1.1). Совокупность этих уров­ней называют энергетической зоной. Число подуровней в каждой зоне определяется числом взаимодействующих атомов.

Разрешенные энергетические зоны 1, 3 отделены друг от друга запрещенной зоной 2. Запрещенная зона объ­единяет уровни энергий, которые не могут принимать электроны ато­мов данного вещества. Поскольку ширина разрешенных зон в твер­дом теле не превосходит несколь­ко электрон-вольт (эВ), а число атомов в 1 см³достигает 10²², раз­ность между уровнями составляет 10^-22эВ. Таким образом, в преде­лах разрешенной зоны получается практически непрерывный спектр энергетических уровней.

Верхняя разрешенная зона, в которой при абсолютном нуле тем­пературы все энергетические уров­ни заняты, называется заполненной или валентной зоной (на рисунке 1.1. это зона 3). Разрешенная зона, в которой при Т = 0К элек­троны отсутствуют, называется свободной (на рисунке 1.1 это зона 1).

Ширина запрещенной зоны (зона 2 на рисунке 1.1) является важным параметром, определяющим свойства твердого тела. Вещества, у которых ширина запрещенной зоныW3 эВ, относятся к полупроводникам, а приW> 3 эВ - к ди­электрикам. У металлов запрещенная зона отсутствует.

В полупроводниковой электронике широкое примене­ние получили германий (W= 0,67 эВ) и

кремний (W=1,12 эВ) - элементы 4-й группы периодической систе­мы. При температуре абсолютного нуля (0К) все электроны находятся на орбитах, энергия электронов на которых не превышает энергетических уровней валентной зоны. Сво­бодных электронов нет, и полупроводник ведет себя, как диэлектрик.

При комнатной температуре часть электронов приобре­тает энергию, достаточную для разрыва ковалентной свя­зи. При разрыве ковалентной связи в валент­ной зоне появляется свободный энергетический уровень). Уход электрона из ковалентной связи сопро­вождается появлением в системе двух электрически свя­занных атомов единичного положительного заряда, полу­чившего название дырки, и свободного электрона.

Рисунок 1.2. Условное обозначение кристаллической решетки (а) и энергетическая диаграмма (б) полупроводника с собственной электропроводностью.

Разрыв ковалентной связи на энергетической диаграм­ме характеризуется появлением в валентной зоне свобод­ного энергетического уровня), на который может перейти электрон из соседней ковалентной связи. При таком перемещении первоначальный свободный энер­гетический уровень заполнится, но появится другой сво­бодный энергетический уровень. Другими словами, запол­нение дырки электроном из соседней ковалентной связи можно представить как перемещение дырки. Следователь­но, дырку можно считать подвижным свободным носите­лем элементарного положительного заряда. Процесс обра­зования пар электрон-дырка называют генерациейсво­бодных носителей заряда. Очевидно, что количество их тем больше, чем выше температура и меньше ширина за­прещенной зоны. Одновременно с процессом генерации протекает процессрекомбинацииносителей, при котором электрон восстанавливает ковалентную связь. Из-за про­цессов генерации и рекомбинации носителей зарядов при данной температуре устанавливается определенная концен­трация электронов в зоне проводимостиn_i, и равная ей концентрация дырокp_i, в валентной зоне. Из курса физики известно, что

(1.1)

где W_ф- уровень Ферми, соответствующий уровню энер­гии, формальная вероятность заполнения которого равна 0,5 (формальная потому, что уровень Ферми находится в запрещенной зоне и фактически не может быть занят элек­тронами; кривая распределения Ферми-Дирака, характе­ризующая вероятность нахождения электрона на том или ином энергетическом уровне, всегда симметрична относи­тельно уровня Ферми);W_ДН- энергия, соответствующая "дну" зоны проводимости;W_В- энергия, соответствую­щая "потолку" валентной зоны; А_n, А_р- коэффициенты пропорциональности;k- постоянная Больцмана, равная 1,3710^-23Дж/град; Т- абсолютная температура, К. В химически чистых полупроводниках уровень Ферми совпадает с серединой запрещенной зоныW_i, а также А_n= А_р= А. Поэтому можно записать:

. (1.2)

Из выражения (1.2) следует, что в чистом полупровод­нике концентрации носителей зарядов зависят от ширины запрещенной зоны и при увеличении температуры возрас­тают приблизи -тельно по экспоненциальному закону (тем­пературные изменения А играют незначительную роль). (Рисунок 1.3) Равенство концентраций n_iи p_iпоказывает, что такой по­лупроводник обладает одинаковыми электронной и дыроч­ной электропроводностями и называется полупроводни­ком с Рисунок 1.3 Зависимость концентрации собственной электропроводностью.

носителей от температуры.

3. Физические процессы в полупроводнике.

П/пр - вещ-ва, занимающие по величине уд. эл-ой провод-ти промежуточное полож м/у Ме и диэлектриками.

Осн признаками п/п явл сильное влияние t, освещения, и концентр приме-сей на их эл сопротивление.

В п/п приборах в осн исп-ся Ge,Si, арсинит галия.

Для п/п хар-м явл то что сравн небольшие энергетические воздействия (нагрев, облучение) приводят к ↑ энергии ē до величины достаточной для их отрыва от атома и преодоления запрещ зоны. Такие ē обладают возможностью свободно перемещаться по объему п/п и наз-ся электр-ми проводимости, а совокупность нерг состояний ē провод наз-ся зоной проводимости. При разрыве валентной связи и образ св ē в месте разрыва появл так наз-ая дырка. На незаполненную связь приходят валентные ē с соседних связей чему способствует тепловое движ-е в кристалле. Поэтому место, где отсутствует валентный ē хаотично перемещ-ся по кристаллу. Исчезновение дырок в одном месте и их появление в другом учитывают как движение дырок. При приложенииUк п/п дырка будет двигаться в направлении противоположном направлению движ ē и опр-ся полярностьюUчто соответ-ет переносу + заряда, т.е. протеканию эл тока. При произв п/п приборов обычно исп-ся примесные п/п у которых часть атомов основного вещ-ва в узлак крист реш-ки замещена атомами др. вешеств. При исп 5-валент примеси 5 ē ее атомов остается свободным от валентной связи и даже при комнtотрыв-ся от атома. Причем отдающие ē называютдонорными, а п/пn-типа. В п/п с 3-х валентными примесями ē для заключения валентных связей не хватает. Они приходят от сосед-х атомов в рез-те чего обр дырки. Причем примесные валентные ē наз-ютакцепторными, ап/п р-типа. При отсутствии эл поля в крист-ле и одинаковой концентрации носителей заряда в объеме п/п ē и дырки нах-ся в непрерывном тепл-ом хаотичном движ и ток в п/п =0. При прилож к кристалу эл поля или при неравномерном распр концентр носителей заряда в объеме п/п, возникает упоряд движ носителей заряда, т.е. эл ток в п/п. Направленное движ носителей заряда под действием эл поля наз-сядрейфом ,а в рез-те возникнов-я градиента концентр носителей заряда-диффузией.

4. Концентрация основных и неосновных носителей в собственных полупроводниках.

Особенности собственных полупроводников:

1. При температуре равной относительному нулю все атомы полупроводника находятся в невозбужденном состоянии и концентрация носителей зарядов равна нулю.

2. При повышении температуры концентрация увеличивается, но концентрация электронов равна концентрации дырок.

В процессе создания полупроводников полупроводники возникающие с избыточной концентрацией электронов – (n – тип), а с избыточной дырочной концентрацией – (р – тип). Это достигается путём добавления примесей.

Полупроводник n – типа образуется при добавлении донорной примеси.

Рис. 1.2. Возникновение примесной электропроводности

Валентные элементы атомов мышьяка образуют ковалентную связь с валентными элементами атомов кремния при этом остаётся один свободный электрон. Этот электрон находится вне валентной зоны и легко может перейти а зону проводимости.

Полупроводник p – типа образуется путём добавления акцепторной примеси. Атом гелия имеет три валентных элемента. Они образуют ковалентную связь с тремя атомами кремния, при этом остаётся свободным один энергетический уровень в валентной зоне.

Рис. 1.3. Возникновение примесной дырочной электропроводности

Электронно-дырочный переход – это переход образуемый при соединении двух полупроводников разного типа проводимости.

Рис. 1.4. р–n тип

Рис. 1.5. Энергетическая диаграмма. Переход электронов

Под действием градиента концентрации электронов из n – области переходят в р – область. В результате в р – области на границе р – n перехода возникает объемный отрицательный заряд, а в n – области – объёмный положительный заряд. Взаимодействие этих зарядов создаёт диффузионное электрическое поле. Разность потенциалов возникающих на границе называется - контактной разностью потенциалов .

Рис. 1.6. Искривление энергетической диаграммы

Наличие диффузии электрического поля приводит к искривлению энергетических диаграмм n–p– перехода. Возникает потенциальный барьер для основных носителей зарядов. Наступает состояние равновесия.

Если мы приложим к n – р – переходу прямое напряжение (“+”к р-обл. и “–“ к n-обл.), то внешнее электрическое поле будет направленно навстречу диффузионному. Это приведёт к уменьшению потенциального барьера. В результате основные носители зарядов смогут передвигаться через n – р – переход. В этом случае говорят об инжекции основных носителей зарядов.

Приложим обратное напряжение (“+” к n– обл.). В этом случае внешнее электрическое поле совпадает по направлению с диффузионным. При приложении обратного напряжения потенциальный барьер для основных носителей заряда увеличивается. Преодолеть его могут только электроны с большой энергией. В любой точке полупроводника, кроме примесной концентрации носителей заряда, существует и собственная концентрация носителей заряда. Для них обратное напряжение является прямым. В этом случае говорят об экстракции электронов неосновных носителей зарядов.

Для улучшения выпрямительных свойств n – р – перехода соединяемые области выполняют с разной концентрацией носителей зарядов.

Рис. 1.7. Графическая реализация реального и идеального р-nперехода

Область, имеющая более высокую концентрацию зарядов называют эмиттером, другую область называют базой.

Рис. 1.8. Вольт – амперная характеристика идеального n – р – перехода.

Основное отличие идеального n – р – перехода от реального наличие пробоев в обратной ветви ВАХ и небольшое падение напряжения на n – р – переходе при прямом включении.

5. Метод расчета концентраций носителей заряда. Распределения Ферми-Дирака и Максвелла-Больцмана.

Расчет концентрации носителей заряда в кристалле.

Приводимость любых твердых тел определяется прежде всего концентрацией в них электронов и дырок способных переносить заряд. Концентрация носителей заряда (этим термином будем обозначать только свободные электроны и дырки) должна зависеть от температуры, поскольку с увеличением температуры возрастает тепловая энергия решетки и следовательно вероятность того, что какая то часть валентных связей будет нарушена и соответственно возникнут электроны и дырки.

Перечислим основные положения модели, которая используется для расчета концентрации носителей заряда в кристаллах:

кристалл является квантовой системой, поэтому поведение всех находящихся в нем электронов (и дырок) подчиняется закономерностям квантовой механики, т.е. как локализованные (привязанные к атомам), так и “свободные” (способные перемещаться по кристаллу) электроны находятся в определенных квантовых состояниях, характеризуемых соответствующими энергетическими уровнями;

в кристалле имеются состоящие из большого количества (1022 эВ-1см-3) близко расположенных уровней зоны (расстояние между уровнями порядка 10-22 эВ);

на одном энергетическом уровне в соответствии с принципом запрета Паули не может находиться более двух электронов с разным значением спина, т.е. электроны не могут перемещаться по состояниям занятым другими электронами;

в термодинамическом равновесии электроны распределяются по энергетическим состояниям в соответствии с функцией распределения Ферми - Дирака:

(1.10)

где f(E,T) – вероятность нахождения электрона в состоянии с энергией E, T –температура системы (в градусах К), k – постоянная Больцмана, F – энергия уровня Ферми (это характеристическая энергия системы ниже которой при T = 0K все состояния заполнены выше пустые );

поскольку энергетические уровни в разрешенных зонах очень близко расположены друг друга можно дискретное распределение состояний по энергиям заменить непрерывным N(E).

На рис. 1.13 показан вид функции Ферми-Дирака при различных значениях температуры.

Рис. 1.13. Вид функции вероятности распределения по состояниям для различных температур

Как видно из (1.10) и рис. 1.13 вероятность нахождения частицы на уровне с элегией F всегда равна ½ при всех температурах. В то же время по мере роста температуры вероятность появления частиц выше уровня Ферми возрастает. При температурах отличных от нуля, если E - F > kT, то функция Ферми-Дирака хорошо представляется экспоненциальной зависимостью (область в квадрате на рис. 1.13). Соответствующее распределение называется распределением Больцмана:

(1.11)

Используя сделанные допущения возможно рассчитать количество электронов находящихся в заданном энергетическом интервале ΔE = E2 -E1:

(1.12)

где N(E) – распределение плотности энергетических состояний по энергиям, f(E) – вероятность нахождения электрона на уровне с энергией E.

Для невырожденных полупроводников уровень Ферми всегда находится в запрещенной зоне и для расчета концентрации электронов находящихся в зоне проводимости и дырок находящихся в валентной зоне можно вместо уровня Ферми воспользоваться распределением Больцмана.

6. Условие электрической нейтральности. Концентрация основных и неосновных носителей в примесных полупроводниках.

7. Неравновесная и избыточная концентрация носителей заряда.

Неравновесное состояние полупроводника возникает при каком-либо внешнем энергетическом воздействии, в результате которого концентрации подвижных носителей заряда становяться отличными от равновесных. Таким воздействием может быть облучение полуроводника светом, в результате чего появляются дополнительные (избыточные) носители заряда. В полупроводниковых приборах неравновесное состояние полупроводника возникает обычно при введении в него (или выведении из него) неосновных носителей заряда из внешней электрической цепи через электронно-дырочный переход. Процесс введения неосновных носителей заряда называется инжекцией, а процесс выведения - экстракцией. Hа рис. 1.8,а представлен дырочный полупроводник, в который через сечение x_p инжектируются электроны. Пpи этом в полупpоводнике одновpеменно происходят два очень важных процесса. Во-пеpвых, возрастание концентpации электpонов на поверхности полупpоводника неизбежно ведет к возникновению их диффузии в глубинные области; диффундируя они встречаются с дырками и pекомбиниpуют. Во-втоpых, введение избыточных электpонов нарушает электpонейтpальность области, примыкающей к поверхности полупpоводника, что ведет к образованию внутреннего электрического поля, смещающего дырки из глубинных областей к поверхности полупpоводника, в pезультате чего происходит частичная компенсация инжектированного отрицательного заpяда. Вpемя, в течение котоpого происходит этот процесс, называется временем диэлектрической релаксации. Оно составляет около 10^-12с. Полной компенсации инжектированного заpяда произойти не может, так как в этом случае исчезнет внутреннее поле.Таким образом в результате инжекции возрастает концентрация как неосновных, так и основных носителей заряда. n(x) = n_p+  n(x); (1.17)

p(x) = p_p+  p(x). (1.18)

 Время жизни неосновных носителей заряда

Неравновесное состояние существует до тех пор пока не прекращается внешнее воздействие на полупроводник. После прекращения внешнего воздействия полупроводник возвращается в равновесное состояние. Длительность этого переходного процесса определяется временем жизни неравновесных носителей заряда.

Распределение концентрации неравновесных носителей заряда

Вследствие инжекции электронов в дырочный полупроводник возрастает их концентрация в приповерхностной области, что ведет к возникновению диффузии вдоль оси x. Диффундируя вглубь полупроводника электроны, встречаясь с дырками, рекомбинируют. Так как процесс рекомбинации носит вероятностный характер, то различные электроны, прежде чем рекомбинировать, успевают проникнуть вглубь полупроводника на различные расстояния. Вследствие этого, концентрация электронов оказывается распределенной неравномерно.

8. Плотность тока в полупроводнике.

Дрейфовый ток

В полупроводниках свободные электроны и дырки на­ходятся в состоянии хаотического движения. Поэтому, если выбрать произвольное сечение внутри объема полупровод­ника и подсчитать число носителей заряда, проходящих через это сечение за единицу времени слева направо и справа налево, значения этих чисел окажутся одинаковы­ми. Это означает, что электрический ток в данном объеме полупроводника отсутствует.

При помещении полупроводника в электрическое поле напряженностью Е на хаотическое движение носителей зарядов накладывается составляющая направленного дви­жения. Направленное движение носителей зарядов в элек­трическом поле обусловливает появление тока, называе­мого дрейфовым (Рисунок 1.6, а ) Из-за столкновения носителей зарядов с атомами кристал- лической решетки их движение в направ­лении действия электрического поля

а)	б)
Рисунок 1.6 Дрейфовый (а) и диффузионный (б) токи в полупроводнике.

прерывисто и харак­теризуется подвижностью . Подвижность равна сред­ней скорости , приобретаемой носителями заряда в направлении действия электрического поля напряженностью Е = 1 В/м, т. е.

. (1.11)

Подвижность носителей зарядов зависит от механизма их рассеивания в кристаллической решетке. Исследова­ния показывают, что подвижности электронов _nи дырок_pимеют различное значение (_n>_p) и определяются температурой и концентрацией примесей. Увеличение тем­пературы приводит к уменьшению подвижности, что зави­сит от числа столкновений носителей зарядов в единицу времени.

Плотность тока в полупроводнике, обусловленного дрей­фом свободных электронов под действием внешнего элек­трического поля со средней скоростью , определяется выражением.

Перемещение (дрейф) дырок в валентной зоне со сред­ней скоростью создает в полупроводнике дырочный ток, плотность которого. Следовательно, полная плот­ность тока в полупроводнике содержит электронную j_nи дырочную j_рсоставляющие и равна их сумме (nи p — концентрации соответственно электронов и дырок).

Подставляя в выражение для плотности тока соотноше­ние для средней скорости электронов и дырок (1.11), по­лучаем

(1.12)

Диффузионный ток

Кроме теплового возбуждения, приводящего к возник­новению равновесной концентрации зарядов, равномерно распределенных по объему полупроводника, обогащение полупроводника электронами до концентрации n_pи дыр­ками до концентрацииp_nможет осуществляться его осве­щением, облучением потоком заряжённых частиц, введе­нием их через контакт (инжекцией) и т. д. В этом случае энергия возбудителя передается непосредственно носите­лям заряда и тепловая энергия кристаллической решетки остается практически постоянной. Следовательно, избы­точные носители заряда не находятся в тепловом равнове­сии с решеткой и поэтому называются неравновесными. В отличие от равновесных они могут неравномерно распре­деляться по объему полупроводника (рисунок 1.6, б)

После прекращения действия возбудителя за счет реком­бинации электронов и дырок концентрация избыточных но­сителей быстро убывает и достигает равновесного значения.

Носители зарядов рекомбинируют в объеме полупро­водника и на его поверхности. Неравномерное распределение неравновесных носите­лей зарядов сопровождается их диффузией в сторону мень­шей концентрации. Это движение носителей зарядов обу­словливает прохождение электрического тока, называемо­го диффузионным (рисунок 1.6, б).

Если в полупроводнике существует и электрическое поле, и градиент концентрации носителей, проходящий ток будет иметь дрейфовую и диффузионную составляющие. В таком случае плотности токов рассчитываются по следую­щим уравнениям:

; .

9. Электрические переходы. Структура и образование р-п-перехода.

Принцип действия большинства полупроводниковых приборов основан на физических явлениях, происходящих в области контакта твердых тел. При этом преимущест­венно используются контакты: полупроводник-полупровод­ник; металл-полупроводник; металл-диэлектрик-полупро­водник.

Если переход создается между полупроводниками n-типа иp-типа, то его называют электронно-дырочным илиp-nпереходом.

Электронно-дырочный переход создается в одном кри­сталле полупроводника с использованием сложных и раз­нообразных технологических операций.

Рассмотрим p-nпереход, в котором концентрации до­норовN_ди акцепторовN_aизменяются скачком на границе раздела (рис. 1.7, а). Такойp-nпереход называют рез­ким. Равновесная концентрация дырок вp-области () значительно превышает их концентрацию вn-области (). Аналогично для электронов выполняется условие>. Неравномерное распределение концентраций одноименных носителей зарядов в кристалле (рис. 1.7, б) приводит к возникновению диффузии электронов изn-области вp-область и дырок изp-области вn-область. Такое движе­ние зарядов создает диффузионный ток электронов и ды­рок. С учетом выражений (1.13) и (1.14) плотность полно­го диффузионного тока, проходящего через границу разде­ла, определится суммой

.

Электроны и дырки, переходя через контакт навстречу друг другу (благодаря диффузии), рекомбинируют и в приконтактной области дырочно­го полупроводника образуется нескомпенсированный заряд отрицатель­ных ионов акцепторных примесей, а в электронном полу­проводнике нескомпенсирован ный заряд положительных донорных ионов (рис. 1.6, в). Таким образом, электрон­ный полупроводник заряжается положительно, а дыроч­ный - отрицательно. Между областями с различными ти­пами электропроводности возникает собственное электри­ческое поле напряженностью E_соб(рис. 1.7, а), созданное двумя слоями объемных зарядов.

Этому полю соответствует разность потенциалов U_кмеждуn- иp-областями, назы­ваемая контактной (рис. 1.7, г). За пределами области объемного заряда полупроводниковые областиn- и р-типа остаются электрически нейтральными.

Собственное электрическое поле является тормозя­щим для основных носителей заряда и ускоряющим для неосновных. Электроны p-области и дыркиn-области, со­вершая тепловое движение, попадают в пределы диффузи­онного электрического поля, увлекаются им и перебрасы­ваются в противоположные области, образуя ток дрейфа, или ток проводимости.

Выведение носителей заряда из области полупроводни­ка, где они являются неосновными, через электронно-дырочный переход ускоряющим электрическим полем назы­вают экстракцией носителей заряда.

Используя выражение (1.12) и учитывая, что Е = -dU/dx, определяем плотность полного дрейфового тока через гра­ницу разделаp- иn-областей:

.

Так как через изолированный полупроводник ток про­ходить не должен, между диффузионным и дрейфовым то­ками устанавливается динамическое равновесие:

. (1.15)

Приконтактную область, где имеется собственное электрическое поле, называют p-n переходом.

Поскольку потенциальная энергия электрона и потен­циал связаны соотношением W= -qU, образование не­скомпенсированных объемных зарядов вызывает пониже­ние энергетических уровнейn-области и повышение энер­гетических уровней р-области. Смещение энергетических диаграмм прекратится, когда уровни ФермиW _фnиW _фpсовпадут (рис. 1.7, д). При этом на границе раздела (x= 0) уровень Ферми проходит через середину запрещенной зоны. Это означает, что в плоскости сеченияx= 0 полупровод­ник характеризуется собственной электропроводностью и обладает по сравнению с остальным объемом повышен­ным сопротивлением. В связи с этим его называют запи­рающим слоем или областью объемного заряда.

Совпадение уровней Ферми n- иp-областей соответству­ет установлению динамического равновесия между облас­тями и возникновению между ними потенциального барь­ераU_kдля диффузионного перемещения черезp-nпереход электроновn-области и дырокp-области.

Из рис. 1.7, д следует, что потенциальный барьер

.

Подстановка в это выражение результатов логарифмиро­вания соотношений (1.4), (1.7) позволяет получить сле­дующее равенство:

.

Если обозначить _т=kT/qи учесть уравнение (1.10), то можно записать:

; (1.16) . (1.17)

Из уравнений (1.16) и (1.17) следует:

; . (1.18)

При комнатной температуре (Т = 300 К) _т0,026 В.

Таким образом, контактная разность потенциалов зави­сит от отношения концентраций носителей зарядов одного знака в р- и n-областях полупроводника.

Другим важным параметром p-nперехода является его ширина, обозначаемая=_p+_n.

На основании этого выражения формулу для определения ширины запирающего слоя p-nперехода можно записать в следующем виде:

. (1.24)

Из соотношения (1.24) видно, что на ширину запираю­щего слоя существенное влияние оказывает концентрация примесных атомов. Увеличение концентрации примесных атомов сужает запирающий слой, а уменьшение расширя­ет его. Это часто используется для придания полупровод­никовым приборам требуемых свойств.

10. Энергетическая диаграмма p-n-перехода в состоянии равновесия. Формула для контактной разности потенциалов.

11. Потенциальный барьер, толщина и энергетические диаграммы р-п-перехода.

12. Вольт-амперная характеристика идеализированного р-п-перехода.

Вольтамперная характеристика представляет собой график зависимости тока во внешней цепи p-nперехода от значения и полярности напряжения, прикладываемого к нему. Эта зависимость может быть получена экспери­ментально или рассчитана на основании уравнения вольтамперной характеристики.

Уравнение теоретической вольтамперной характеристики:

, (1.37)

где I_S- ток насыщения. В это уравнение напряжениеUподставляется со знаком "плюс" при включении p-nперехода в прямом направлении и со знаком "минус" при об­ратном включении.

Уравнение (1.37) позволяет рассчитать теоретическую вольтамперную характеристику тонкого электронно-дыроч­ного перехода, в котором отсутствуют генерация и реком­бинация носителей зарядов.

Теоретическая вольтамперная характеристика p-nперехода, построенная на основании уравнения (1.37), при­ведена на рис. 1.10. При увеличении

Рисунок 1.10 Теоретическая вольтамперная характеристика p-nперехода.

обратного напряже­ния ток через p-nпереход стремится к предельному зна­чениюj_s, которого достигает при обратном напряжении примерно 0,1...0,2 В.

Чем больше ширина запрещенной зоны полупроводника и концентрация при­месей доноров и акцепторов, тем меньше ток насыщения, а с увеличением температуры ток насыщения растет по экспоненциальному закону.

Процессы генерации и рекомбинации носителей в запи­рающем слое оказывают существенное влияние на вид вольтамперной характеристики. В отсутствие внешнего на­пряжения между процессами генерации и рекомбинации устанавливается равновесие. При приложении к p-n переходу обратного напряжения дырки и электроны, обра­зующиеся в результате генерации, выводятся полем запи­рающего слоя. Это приводит к возникновению дополни­тельного тока генерации I_ген, совпадающего с обратным током p-n перехода. В германиевых p-n переходах током генерации можно пренебречь, но в кремниевых p-n переходах он является основной составляющей обратного тока. Поэто­му на вольтамперных характеристиках кремниевых p-n переходов нет выраженного участка насыщения.

13. Вольт-амперная характеристика реального р-п-перехода.