Учебное пособие: Полупроводниковые диоды
В химически чистом кристалле полупроводника число дырок всегда равно числу свободных электронов и электрический ток в нем образуется в результате одновременного переноса зарядов обоих знаков. Такая электронно-дырочная проводимость называется собственной проводимостью полупроводника. При этом общий ток в полупроводнике равен сумме электронного и дырочного токов, которые в чистом полупроводнике равны.
Наличие примесей (атомов других веществ с иной валентностью по сравнению валентностью полупроводника) существенно изменяет проводимость полупроводника. Целенаправленное введение в кристалл полупроводника примесей приводит к тому, что в нем будет наблюдаться преобладание либо свободных электронов, либо дырок. Примеси, вызывающие в полупроводнике увеличение свободных электронов, называются донорными, а вызывающие увеличение дырок – акцепторными. В первом случае примесный полупроводник получил наименование полупроводника п-типа, во втором – р-типа, а проводимость, вызванная присутствием в кристалле полупроводника примесей, называется примесной.
В зависимости от того, атомы какого вещества будут введены в кристалл, можно получить преобладание избыточных свободных электронов либо дырок, т.е. получить полупроводник с преобладающей электронной или дырочной проводимостью.
Предположим, что в кристалл кремния, атомы которого имеют четыре валентных электрона, введен атом вещества, имеющий на внешней орбите не четыре, а пять валентных электронов (рисунок 1.2, б), например, атом бора. В этом случае атомы бора своими четырьмя из пяти валентными электронами вступают в связь с атомами кристаллической решетки кремния. Пятый валентный электрон сурьмы окажется не связанным, т.е. становится избыточным с точки зрения формирования связей кристаллической решетки.
Это меняет энергетическую модель полупроводника (рисунок 1.1). Атомы примеси обладают энергетическими уровнями, отличающимися от уровней собственного полупроводника. Так, пятивалентные примеси мышьяка, сурьмы, бора и других веществ имеют энергетические уровни валентных электронов вблизи зоны проводимости основного полупроводника (эти уровни обычно называют примесным, рисунок 1.1, б). Разница между энергетическим уровнем валентных электронов примесных атомов и зоной проводимости (DW на рисунке 1.1, б) составляет примерно 0,05 эВ. Уже при комнатной температуре почти все электроны с примесного уровня переходят в зону проводимости. Свободных электронов становится значительно больше, чем дырок, возникших в результате отрыва электрона от атома основного вещества. При этом время жизни дырки уменьшается в связи с большей вероятностью «встретить» свободный электрон и рекомбинировать. Поэтому при формировании электрического тока он в основном определяется электронной составляющей.
Полупроводники, электропроводность которых повысилась благодаря образованию большого числа свободных электронов при введении примеси, называются полупроводниками с электронной проводимостью, или сокращенно полупроводниками типа п (или п-типа). Электроны, составляющие подавляющее большинство подвижных носителей заряда в полупроводниках n типа, называют основными носителями заряда, а дырки – неосновными. Примеси, обеспечивающие получение электронной проводимости, называют донорными.
Введение в четырехвалентный полупроводник трехвалентного элемента, например галлия (рисунок 1.2, в), приводит, наоборот, к незавершенности ковалентных связей кристаллической решетки, которые воссоздаются за счет электронов соседних атомов, что соответствует образованию дырки. Образовавшиеся дырки могут перемещаться по кристаллу, создавая дырочную проводимость.
В энергетической модели уровни валентных электронов трехвалентных атомов примеси (индия, галлия, алюминия и др.) расположены в непосредственной близости от зоны валентных электронов собственного полупроводника (рисунок 1.1, в, DW » 0,05 эВ). В cвязи c этим электроны валентной зоны легко переходят на примесный уровень («захватываются» трехвалентными атомами примеси). Следовательно, в валентной зоне появляется большое число дырок, что обусловливает повышение проводимости полупроводника, которая при такой примеси будет дырочной. Полупроводники, электропроводность которых обусловливается в основном движением дырок, называются полупроводниками с дырочной проводимостью или сокращенно полупроводниками типа р (р типа), примеси – акцепторными.
Для того чтобы примесная проводимость преобладала над собственной, концентрация атомов донорной или акцепторной примеси должна превышать концентрацию собственных носителей заряда. Практически при изготовления примесных полупроводников концентрация примесей значительно (не менее чем на три порядка) больше концентрации собственных носителей.
Электронно-дырочный переход
Основным элементом большинства полупроводниковых приборов является электронно-дырочный переход (р-п переход), представляющий собой переходный слой между двумя областями полупроводника, одна из которых имеет электронную электропроводность, другая – дырочную.
Реально электронно-дырочный переход нельзя создать простым соприкосновением пластин n и p-типа, так как при этом неизбежен промежуточный слой воздуха, окислов или поверхностных загрязнений, невозможно идеальное совпадение кристаллических решеток и т.д. Эти переходы получают вплавлением или диффузией соответствующих примесей в пластинки монокристалла полупроводника, или путем выращивания р-n перехода из расплава полупроводника с регулируемым количеством примесей и т.п. В зависимости от способа изготовления р-n переходы бывают сплавными, диффузионными и др. Однако, для упрощения анализа процесса формирования перехода будем считать, что изначально взяли и механически соединили два примесных полупроводниковых кристалла с проводимостью разного типа (nи р типа) с одинаковой концентрацией донорных и акцепторных примесей и с идеальной поверхностью и кристаллической решеткой. Рассмотрим явления, возникающие на их границе.
Рисунок 1.3. Образование р-п перехода
Вследствие того, что концентрация электронов в n области выше, чем в р-области, а концентрация дырок в р-области выше, чем в n области, на границе этих областей существует градиент концентраций носителей, вызывающий диффузионный ток электронов из n области в p область и диффузионный ток дырок из p области в n область. Кроме тока, обусловленного движением основных носителей заряда, через границу раздела полупроводников возможен ток неосновных носителей (электронов из р области в n область и дырок из n области в p-область). Однако, они незначительны (вследствие существенного различия в концентрациях основных и неосновных носителей) и мы их не будем учитывать.
Если бы электроны и дырки были нейтральными, то диффузия в конечном итоге привела к полному выравниванию их концентрации по всему объему кристалла. На самом же деле процессу диффузии препятствует электрическое поле, возникающее в приконтактной области. Уход электронов из приконтактной n области приводит к тому, что их концентрация здесь уменьшается и возникает нескомпенсированный положительный заряд ионов донорной примеси. Точно так же в р области вследствие ухода дырок их концентрация в приконтактном слое снижается и здесь возникает нескомпенсированный отрицательный заряд ионов акцепторной примеси. Ионы же «уйти» со своих мест не могут, т.к их удерживают сильнейшие силы (связи) кристаллической решетки. Таким образом, на границе областей n и p типа образуются два слоя противоположных по знаку зарядов. Возникает электрическое поле, направленное от положительно заряженных ионов доноров к отрицательно заряженным ионам акцепторов. Область, образовавшихся пространственных зарядов и электрическое поле собственно и представляет собой р-n переход. Его ширина имеет порядок от сотых долей до единиц микрометров, что является значительным размером по сравнению с размерами кристаллической решетки.
Таким образом, на границе р-n перехода образуется контактная разность потенциалов, численно характеризующаяся высотой потенциального барьера (Dj рисунка 1.3), который основным носителям каждой области необходимо преодолеть, чтобы попасть в другую область. Контактная разность потенциалов имеет порядок десятых долей вольт.
Поле р-п перехода является тормозящим для основных носителей заряда и ускоряющим для неосновных. Любой электрон, проходящий из электронной области в дырочную, попадает в электрическое поле, стремящееся возвратить его обратно в электронную область. Точно так же и дырки, попадая из области р в электрическое поле р-n перехода, будут возвращены этим полем обратно в p-область. Аналогичным образом поле воздействует на заряды, образовавшиеся в силу тех или иных причин внутри р-n перехода. В результате воздействия поля на носители заряда область р-п перехода оказывается обедненной, а ее проводимость – близкой к собственной проводимости исходного полупроводника.
Наличие собственного электрического поля определяет и прохождение тока при приложении внешнего источника напряжения – величина тока оказываются различными в зависимости от полярности приложенного напряжения. Если внешнее напряжение противоположно по знаку контактной разности потенциалов, то это приводит к снижению высоты потенциального барьера. Поэтому ширина р-n перехода уменьшится (рисунок 1.3, б). Улучшаются условия для токопрохождения: уменьшившийся потенциальный барьер смогут преодолеть основные носители, имеющие наибольшую энергию. При увеличении внешнего напряжения ток через р-п переход будет нарастать. Такая полярность внешнего напряжения и ток называются прямыми.
Нетрудно заметить, что преодолевшие потенциальный барьер носители заряда попадают в область полупроводника, для которой они являются неосновными. Они диффундируют в глубь соответствующей области полупроводника, рекомбинируя с основными носителями этой области. Так, по мере проникновения дырок из р-области в n область они рекомбинируют с электронами. Аналогичные процессы происходят и с электронами инжектированными в р-область.
Процесс введения носителей заряда через электронно-дырочный переход при понижении высоты потенциального барьера в область полупроводника, где эти носители заряда являются неосновными, называется инжекцией (от английского слова inject – впрыскивать, вводить).
Если поменять полярность внешнего напряжения (приложить обратное внешнее напряжение), то электрическое поле, создаваемое источником, совпадает c полем р-n перехода. Потенциальный барьер между р и n областями возрастает на величину внешнего напряжения. Количество основных носителей, способных преодолеть действие результирующего поля, уменьшается. Основные носители 6удут оттягиваться от приграничных слоев в глубь полупроводника. Ширина р-n перехода увеличивается (эффект Эрли, рисунок 1.3, в).
Для неосновных носителей (дырок в n области и электронов в р-области) потенциальный барьер в электронно-дырочном переходе отсутствует и они будут втягиваться полем в области р-n перехода. Это явление называется экстракцией. Током неосновных носителей, а также носителей, возникших в области р-п перехода, и будет определяться обратный ток через р-п переход. Величина обратного тока практически не зависит от внешнего обратного напряжения. Это можно объяснить тем, что в единицу времени количество генерируемых пар электрон–дырка при неизменной температуре остается неизменным.
Проведенный анализ позволяет рассматривать р-п переход как нелинейный элемент, сопротивление которого изменяется в зависимости от величины в полярности приложенного напряжения. При увеличении прямого напряжения сопротивление р-n перехода уменьшается. С изменением полярности и величины приложенного напряжения сопротивления р-n перехода резко возрастает. Следовательно, прямая (линейная) зависимость между напряжением и током (закон Ома) для р-n переходов не соблюдается.
Как видно из рисунка 1.3, р-п переход представляет собой двойной слой противоположных по знаку неподвижных объемных зарядов. Его можно уподобить обкладкам плоского конденсатора, обкладками которого являются р - и п-области, а диэлектриком служит р-п переход, практически не имеющий подвижных зарядов. Величина образовавшейся, так называемой, барьерной (зарядной) емкости обратно пропорциональна расстоянию между обкладками. При повышении запирающего напряжения, приложенного к переходу, увеличивается область, обедненная подвижными носителями заряда – электронами или дырками, что соответствует увеличению расстояния между обкладками конденсатора и уменьшению величины емкости. Следовательно, p-n переход можно использовать как емкость, управляемую величиной обратного напряжения. Значение барьерной емкости колеблется от десятков до сотен пикофарад; изменение этой емкости при изменении напряжения может достигать десятикратной величины
При прохождении через переход прямого тока по обе стороны от границы раздела областей накапливается избыточный заряд неосновных носителей противоположного знака, которые не могут мгновенно рекомбинировать. Он формируют емкость, которая получила наименование диффузионной. Диффузная емкость включена параллельно барьерной. Значения диффузионной емкости могут иметь порядок от сотен до тысяч пикофарад. Поэтому при прямом напряжений емкость р-п-перехода определяется преимущественно диффузионной емкостью, а при обратном напряжении – барьерной емкостью.
При прямом напряжении диффузионная емкость не оказывает существенного влияния на работу p-n перехода, так как она всегда зашунтирована малым прямым сопротивлением перехода. Ее негативное влияние проявляется при быстрых переключениях р-п перехода из открытого состояния в закрытое.
Вольтамперная характеристика п-р перехода
Свойства электронно-дырочного перехода наглядно иллюстрируются его вольтамперной характеристикой (рисунок 1.4), показывающей зависимость тока через р-n переход от величины и полярности приложенного напряжения. Необходимо обратить внимание на то, что графики прямой и обратной ветви ВАХ перехода обычно имеют различные масштабы для осей ординат и абсцисс (масштабы первой и третьей четвертей рисунка). Это обусловлено значительной разницей в значениях прямых и обратных токов (см., например, таблицу 1.1), а также допустимых величин прямого и обратного напряжения.
Рисунок 1.4. Вольтамперная характеристика р-n перехода