Электроника / ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ПРИБОРЫ

температуре (∆εт.ср.= 0,026 эВ) по соседству с каждым атомом примеси ионизируется по одному атому основного полупроводника. Электроны переходят на валентные уровни примеси и прочно удерживаются в составе примесных атомов, поскольку энергия εт.ср. мала и переход в зону проводимости возможен лишь для небольшой части электронов. Дырки легко перемещаются между атомами основного материала; валентная зона энергий становится зоной дырочной проводимости.

Концентрации свободных электронов в дырочном полупроводнике np

при нормальной температуре на несколько порядков меньше концентрации дырок pp

np pp

Удельная электропроводность дырочного полупроводника

p q(np n pp p ) qpp p

(1.4)

Проводимость как электронного, так и дырочного полупроводника существенно зависит от температуры. На рисунке 1.6 показан примерный вид температурной зависимости удельной электропроводности примесного полупроводника. В области низких температур проводимость резко увеличивается с ростом температуры, что объясняется интенсивной ионизацией примесных атомов и повышением концентрации основных носителей; собственная проводимость, обусловленная неосновными носителями, в этой области практически отсутствует. В области рабочих температур (-60 ÷ +80°Cдля полупроводников на основе германия и -60 ÷

+120°С для полупроводников на основе кремния) примесные атомы полностью ионизированы, тепловая генерация не очень существенна,

поэтому проводимость остается приблизительно постоянной или несколько падает с ростом температуры из-за уменьшения подвижности основных носителей. При увеличении температуры свыше 100 ÷ 120°С интенсивность тепловой генерации резко повышается, растет концентрация неосновных

13

носителей, собственная проводимость становится преобладающей и

нормальная работа примесного полупроводника нарушается.

σ σi

σ

σi

T°К

0

Рисунок 1.6 - Зависимость удельной проводимости полупроводника от абсолютной

температуры: ζi– собственный полупроводник; ζ– примесный полупроводник.

1.3. Электронно-дырочный переход

Электронно-дырочным переходом (p – n – переходом) называется граница между двумя областями монокристаллического полупроводника,

одна из которых имеет проводимость n – типа, а другая –p – типа.

Подчеркнем, что для образования p – n – перехода необходимо, чтобы кристаллическая решетка полупроводника на границе между слоями различного типа проводимости не была нарушена. Поэтому электронно– дырочные переходы получают либо вплавлением примеси в полупроводник с последующей рекристаллизацией (восстановлением кристаллической решетки, часть атомов исходного материала которой оказывается замещенными атомами примеси), либо путем диффузии атомов примеси в

14

исходный кристаллический полупроводник, либо послойным выращиванием монокристалла с чередованием проводимости слоев. При механическом контакте объемов полупроводника разного типа проводимости p – n –

переход не образуется, так как даже тщательно отшлифованные поверхности соприкасаются небольшой частью площади (микровыступами), кроме этого,

соприкасающиеся участки неизбежно разделены пленкой окисла.

Рассмотрим более подробно явления, происходящие в процессе возникновения p – n – перехода, схематически изображенного на рисунке

1.7,а. Концентрация дырок (основных подвижных носителей зарядов) в

области p – типа (pp на рисунке 1.7,б)на 5 – 7 порядков превышает концентрацию дырок в области n – типа, где они являются не основными носителями (pn на рисунке1.7, б).На эту же величину разнятся концентрации свободных электронов в n – области и p – области (nn np на рисунке 1.7,б).

Под действием градиентов концентраций подвижные частицы из области с более высокой концентрацией диффундируют в область с низкой концентрацией.

а)			0.5 ÷ 1.0 мкм
p	-	+	n

iд {

-+

} iп

-+

EПБ0

б)

p, n	(NA)p	в)
1020 см-3		u
1018	(NД)n
1016	pp		i
1014		0
	nn		ПБ0
1012	pn	ni = pi	U
1010	np
108	(NA)	i

(NД)p

Рисунке 1.7 - Образование несимметричного р – п перехода: а – токи через переход в отсутствие внешнего напряжения; б – распределение концентраций донорной (NД) и

15

акцепторной (NA) примесей и подвижных носителей зарядов (p-дырок, n-электронов) в

областях с проводимостями p - и n - типа; в – распределение потенциала, созданного неподвижными ионизированными атомами примеси в районе перехода.

Если бы этот процесс был диффузией незаряженных частиц, он протекал бы до полного выравнивания концентраций во всем объеме полупроводника. В рассматриваемом случае диффундирующие частицы несут электрические заряды. Поэтому в результате перехода основных носителей из при контактного слоя в соседние области (дырок в n – область,

электронов в p – область) на границе раздела возникает двойной электрический слой, образованный неподвижными ионизированными атомами примеси (акцепторами в p – слое и донорами в n – слое).

Концентрация подвижных носителей в приконтактном слое за счет их рекомбинации существенно уменьшается. Это приводит к повышению электрического сопротивления слоя по сравнению с остальной толщей полупроводника.

Электрическое поле двойного слоя неподвижных зарядов

(потенциальный барьер Uпбо на рисунке 1.7,в) препятствует дальнейшему выравниванию концентраций основных носителей по обе стороны перехода,

так как по мере встречной диффузии носителей в соседние области увеличивается напряженность поля и количество носителей, энергия которых достаточна для преодоления растущего потенциального барьера,

экспоненциально уменьшается. Развитие поля неподвижных зарядов продолжается до тех пор, пока поток основных носителей, преодолевающих потенциальный барьер и образующих ток диффузии iД (сплошные стрелки на рисунке 1.7,а), не уменьшится до величины встречного тока проводимости

(дрейфового). Ток проводимости iП (штриховые стрелки на рисунке1.7,

а)представляет собой поток не основных носителей обеих областей,

приближающихся в результате хаотического теплового движения к потенциальному барьеру и перебрасываемых полем барьера в соседнюю

16

область (поле неподвижных зарядов по отношению к не основным носителям является, как это видно из рисунка 1.7, а, не тормозящим, а ускоряющим).

После того, как ток диффузии станет равным току проводимости, рост потенциального барьера прекращается. Высота потенциального барьера Uпбо

при фиксированной температуре зависит от перепада концентраций носителей одного знака по обе стороны перехода, для германиевых переходов Uпбо = 0,3 - 0,4 В, у кремниевых Uпбо = 0,7 - 0,8 В.

Таким образом, в отсутствие внешнего напряжения ток проводимости всегда уравновешен током диффузии iД = iП, и результирующий ток через переход равен нулю.

Обратим внимание на то, что концентрация атомов акцепторной примеси в области p – типа NAP, как правило, не равна концентрации атомов– доноров в области n – типа NДП; обычно NAP и NДП разнятся на 2 - 3 порядка.

Поскольку при нормальной температуре атомы примеси практически полностью ионизированы, то и концентрации основных носителей зарядов pp

≈ NAP; nn ≈ NДП и также существенно неодинаковы.

Неодинаковость концентраций примесей NAP ≠ NДП обусловливает несимметричность p – n – перехода: при NAP> NДП, например, толщина обедненной носителями области в n – слое оказывается больше толщины аналогичной области p – слоя, так как для образования такого же, как и в p –

слое заряда неподвижных ионов необходим уход подвижных носителей из большего объема n – слоя (с низкой концентрацией примеси). При обычной разнице концентраций NAP и NДП на 2 – 3 порядка практически весь p – n –

переход будет расположен по одну сторону от технологической границы раздела (жирная линия на рисунке1.7, а)в слаболегированном слое полупроводника, (на рисунке1.7– в n – слое).

Динамическое равновесие токов iП и iД нарушится, если к электронно-

дырочному переходу подвести напряжение внешнего источника U.

Поскольку приконтактная область обеднена носителями и имеет весьма высокое сопротивление, то падением напряжения на сопротивлении n – слоя

17

и тем более p – слоя можно пренебречь и считать, что подведенное напряжение практически полностью прикладывается к p – n – переходу.

Если полярность внешнего напряжения U соответствует показанной на рисунке 1.8 (обратное или «не пропускное» включение перехода), то потенциальный барьер перехода (число неподвижных ионизированных атомов двойного электрического слоя) увеличится, так как под действием поля внешнего источника, совпадающего по направлению с полем неподвижных ионизированных атомов (стрелки E, EПб0 на рисунок 1.8, а),

подвижные основные носители перейдут из при контактной области вглубь p

и n – слоев полупроводника и далее во внешнюю цепь, образовав в районе перехода дополнительный пространственный заряд неподвижных ионов.

Увеличение высоты потенциального барьера до Uпб = Uпбо + U не скажется на величине тока проводимости in, поскольку количество неосновных носителей, хаотически приближающихся к переходу (и перебрасываемых полем барьера в соседнюю область), останется прежним (при неизменной температуре). Диффузионный ток iД при усилении тормозящего поля перехода резко уменьшается, так как число обладающих высокой энергией основных носителей невелико и тем меньше, чем выше уровень энергии.

Даже при малых значениях обратного внешнего напряжения (порядка одного вольта) можно считать, что iД = 0. Во внешней цепи устанавливается ток не основных носителей (обратный ток p – n – перехода)

iПЕР iОБР in iД in

(1.5)

практически не зависящий от величины обратного напряжения U.

18

					U
	p			-	+	n
		iд	{	-	+
	-			-	+	+
	iпер			-	+	} iп
				-	+
						EПБ0
					а)	E
	U
		ПБ0				i
	0	U
						+ U
						ПБ0
						U
					б)
Рисунок 1.8 -	Несимметричный	р–п		переход, включенный в не пропускном направлении:
а – токи через переход; 6 – распределение потенциала в районе перехода.

При смене полярности внешнего напряжения U (прямое или

«пропускное» включение, рисунок 1.9) результирующее электрическое поле перехода определяется разностью EПбО - U. Уменьшение высоты потенциального барьера также не повлияет на величину тока проводимости,

но значительно увеличит диффузионный ток, так как количество основных носителей, имеющих энергию, достаточную для преодоления снижающегося барьера, растет по экспоненциальному закону. Происходит инжекция основных носителей в соседнюю область полупроводника. Вследствие несимметричности реального p – n – перехода поток основных носителей из области с высокой концентрацией примеси (на рисунке 1.9,а – дырок)

существенно (на несколько порядков) превышает поток носителей из слаболегированной области: инжекция в реальных переходах имеет односторонний характер.

19

			u
	p		-	+	n
		iд {	-	+
+			-	+		-
					} iп
iпер			-	+
			-	+
					EПБ0
				а)	E
	u
		ПБ0
		U			u	i
	0				-
					ПБ0
					U
				б)

Рисунок 1.9 - Переход при прямой полярности внешнего напряжения

Во внешней цепи течет ток, обусловленный главным образом инжектированными основными носителями

iПЕР iПР iД in ~iД

(1.6)

сильно зависящий от величины напряжения внешнего источника U.

Заметим, что в зависимости от величины и знака внешнего напряжения изменяется и ширина p – n – перехода (толщина области, обедненной носителями): при увеличении, например, обратного напряжения p – n –

переход расширяется (главным образом в сторону слаболегированного слоя полупроводника).

Если NAP>NДП (как на рисунке 1.7), то изменение ширины перехода происходит за счет n – слоя; толщина обедненной носителями области в сильнолегированном p – слое практически не меняется.

20

iОБР

1.4. Вольт – амперная характеристика p – n – перехода

Описанные процессы изменения токов и iПР выражаются аналитической зависимостью тока через p – n – переход iПЕР от приложенного к переходу внешнего напряжения U [1], [3]

			U
i	i	eUT		1	(1.7)
пер	0

где iО = iП – ток проводимости (тепловой ток), очень сильно зависящий от температуры; величина этого тока определяется концентрацией

				не основных носителей в слоях полупроводника;
	UT		kT	– температурный потенциал (выраженная в электрических
			q

единицах средняя кинетическая энергия при данной температуре), например для комнатной температуры (T =

300°K) UT(300°К) =0,025В = 25 мВ; k=1,37∙10 -28 Дж/Град – постоянная Больцмана; q= 1,6∙10 -19 Кл – элементарный заряд;

Т – абсолютная температура.

Вольт–амперная характеристика p – n – перехода, построенная по выражению (1.7), изображена на рисунке 1.10 (сплошная линия); на этом же рисунке показаны зависимости токов iД и in от внешнего напряжения u(штриховые линии).

21

							iпер				(iпр)
							1.8 ма
					1.6
					1.4
					1.2
					1.0
					0.8										iпер
					0.6						iд
					0.4
-u (uобр)					0.2													u (uпр)
		-0,1			-0,05							0,05			0,1
							-iпер				(iобр)	iп

Рисунок 1.10 - Идеализированная вольт-амперная характеристика электронно-дырочного

перехода.

Уравнение вольт – амперной характеристики (1.10) справедливо для

идеализированного p – n – перехода, при следующих допущениях:

—ширина (толщина) перехода мала сравнительно с протяженностью слоев полупроводника;

—падением напряжения на сопротивлении p – и n – слоев можно пренебречь, считая все внешнее напряжение приложенным к переходу;

—отсутствуют поверхностные утечки, шунтирующие переход и явления, обусловливающие пробой p – n – перехода.

Вольт–амперная характеристика реального p – n – перехода заметно

отличается от идеализированной теоретической характеристики (рисунок

1.11, а, б).

22