СТРУКТУРА И ОСНОВНЫЕ СВОЙСТВА р-n ПЕРЕХОДА

Прежде всего, рассмотрим два образца полупроводника с электронной и дырочной электропроводностями (рис. 1.6, а). Напомним, что в дырочном полупроводнике присутствуют в равном количестве подвижные положительные дырки и неподвижные отрицательные ионы. На рис. 1.6,а дырки обозначены знаками «плюс», а отрицательные ионы - знаками «минус», заключенными в кружки. Для нашего рисунка концентрация примеси в электронном полупроводнике выбрана в 2 раза меньше, чем в дырочном. Аналогично обозначениям зарядов в дырочном полупроводнике в электронном полупроводнике электроны обозначены знаками «минус», а положительные ионы - со знаками «плюс», заключенными в кружки. Поскольку N_A = 2N_Д, то заряды в дырочном полупроводнике нарисованы в 2 раза чаще, чем в электронном.

Отметим, что р-п переход в целом должен быть электронейтральным, т.е. отрицательный заряд левой части и положительный заряд правой части должны быть одинаковы. Поскольку в рассматриваемом нами случае N_A = 2N_Д (несимметричный переход), протяженность областей расположения заряд оказывается разной: одну треть i-области занимают акцепторы, а две трети доноры. Таким образом, большая часть обедненной области сосредоточивается в слаболегированном (высокоумном) слое.

В реальных р-п переходах концентрации доноров и акцепторов отличаются на несколько порядков. В таких несимметричных переходах практически весь обедненный слой сосредоточен в слаболегированной части. Ширина обедненного слоя (i-области) в равновесном состоянии l₀ (см. рис. 1.6, б) является важным параметром р-п перехода. Другим, не менее важным параметром равновесного состояния является высота потенциального барьера (контактная разность потенциалов) ∆φ₀. Этот параметр показан на зонной энергетической диаграмме р-п перехода, изображенной на рис. 1.7 (где ε_F - уровень Ферми).

Потенциальный барьер образуется электрическим полем пространственного заряда обедненного слоя. При отсутствии внешнего поля (равновесное состояние) уровень Ферми является общим для всего объема полупроводника и расположен в запрещенной зоне. Поскольку в полупроводнике п-типа уровень Ферми смещен вверх относительно середины запрещенной зоны, а в полупроводнике р-типа вниз, то разрешенные зоны дырочной области должны располагаться на более высоких энергиях, чем разрешенные зоны электронной энергии. Следовательно, в обедненном слое диаграмма энергетических зон искривляется. Заметим, что в i-области уровень Ферми проходит вблизи середины запрещенной зоны.

Электрическое поле электронно-дырочного перехода, представляемое на рис. 1.7 потенциальным барьером, препятствует прохождению электронов из области р-типа в область п-типа и дырок в обратном направлении. Более строго: дрейфовые составляющие тока равны диффузионным. С некоторым приближением можно считать, что в равновесном состоянии р-п перехода его внутреннее электрическое поле компенсирует процесс диффузии носителей заряда, в результате чего ток через р-п переход не протекает. Анализируя рис. 1.7, следует помнить, что электроны в зоне проводимости стремятся занять уровни минимальной энергии, а дырки в валентной зоне - максимальной энергии.

Высоту потенциального барьера ∆φ₀ удобно выражать в единицах напряже­ния - вольтах. Довольно сильное влияние на величину ∆φ₀ оказывает шири­на запрещенной зоны исходного полупроводника: чем больше ε_з, тем больше и ∆φ₀. Так, для большинства р-п переходов из германия ∆φ₀ = 0,35 В. а из кремния - 0,7 В.

Ширина р-п перехода во многом определяется величиной ∆φ₀. Это хорошо видно из общей формулы для l₀ при N_a ›› Nд:

где ε_o, ε_n - диэлектрическая проницаемость вакуума и полупроводника соот­ветственно. Величина l₀ обычно составляет десятые доли или единицы микро­метра. Из (1.5) следует, что для создания широкого р-п перехода следует ис­пользовать малые концентрации примеси, а для создания узкого перехода - большие концентрации. При равных концентрациях примеси l₀ будет больше у р-п перехода с большим ∆φ₀ и, следовательно, с большей ε_з. Таким образом, у кремниевых р-п переходов l₀ обычно больше, чем у германиевых.

Если к р-п переходу подключить внешний источник напряжения, то нару­шится условие равновесия и потечет ток. При этом должна измениться высота потенциального барьера и соответственно ширина р-п перехода.

Рассмотрим сначала прямое смещение р-п перехода (рис. 1,8). В этом случае внешнее напряжение U приложено в прямом направлении, т. е. знаком «плюс» к области р-типа. Высота потенциального барьера ∆φ при этом снижается:

Заменив в (1.5) ∆φ₀ на ∆φ и подставив в (1.5), можно убедиться, что и ширина р-п перехода уменьшается при прямом смещении.

Уменьшение высоты потенциального барьера приводит к снижению элек­трического поля, препятствующего диффузии носителей заряда. Дырки из области р-типа начинают переходить в область n-типа, а электроны, наоборот, из области р-типа в область n-типа. В каждой области появляются избыточные концентрации неосновных носителей. Процесс нагнетания неосновных носите­лей заряда в какую-либо область полупроводника называется инжекцией.

За счет разной концентрации примеси в областях несимметричных р-п переходов концентрации основных носителей тоже будут разные (обычно отличаются на несколько порядков). В рассматриваемом нами случае N_a ›› Nд, следовательно, р_р » р_п. Сильнолегированную дырочную область обозначим как р+ (рис. 1.8). Она имеет относительно малое удельное сопротивление и обычно называется эмиттером. Область n-типа, имеющая относительно большое удельное сопротивление, называется базой.

В несимметричных р-п переходах концентрация инжектированных носите­лей из эмиттера в базу всегда гораздо больше, чем в обратном направлении. Параметром, характеризующим степень однонаправленности инжекции, яв­ляется коэффициент инжекции γ. Для рассматриваемого нами перехода можно записать

γ = I_р / (I_р + I_n),

где Ip, In - токи инжекции дырок и электронов соответственно. В реальных р-п переходах инжекция имеет практически односторонний характер: носители инжектируются в основном из эмиттера в базу (I_р ›› I_n), т. е. γ ≈ 1. Для практиче­ских расчетов удобно использовать формулу

где ρ_э, ρ_б - удельные сопротивления эмиттера и базы соответственно. Из (1.7) следует, что чем сильнее легирован эмиттер и чем слабее легирована база, тем ближе значение у к единице.

Теперь рассмотрим обратное смещение р-п перехода (рис. 1.9). В этом случае внешнее напряжение U приложено в обратном направлении, т. е. знаком «плюс» к области n-типа. Высота потенциального барьера ∆φ при этом повышается:

Подставляя значение ∆φ из (1.8) в формулу (1.5), получаем для неравновес­ной ширины р-п перехода l:

Таким образом, увеличение обратного смещения приводит к расширению р-п перехода. Поскольку несимметричный переход почти полностью расположен в высокоомной базе, то и его расширение происходит в сторону базы. При использовании обратного смещения р-п перехода на практике обычно U » ∆φ. В этом случае (1.9) можно переписать в виде

При приложении U в обратном направлении концентрации неосновных носителей на границах i-области уменьшаются по сравнению с равновесными значениями. Такой процесс отсоса носителей называется экстракцией.