Электронно-дырочный переход

Электронно-дырочным переходом, или р-n-переходом, называют переходный слой, возникающий при контакте двух полупроводников с различным типом элек­тропроводности. Получить p-n-переход непосредственным соприкосновением двух полупроводников практически невозможно, так как на их поверхности со­держится огромное количество примесей, загрязнений и всевозможных дефектов, резко меняющих свойства полупроводника. Для создания р-n-переходов исполь­зуют различные технологические приемы, изменяющие тип электропроводности той или иной области монокристалла. Например, путем диффузии в монокристалл р-типа донорных примесей можно получить в нем область n-типа (рис. 1.61, а), расположенную левее сечения х₀.

Широко применяют также выращивание на поверхности кристалла монокристал­лического слоя, повторяющего кристаллографическую ориентацию кристалла, но имеющего противоположный тип электропроводности (рис. 1.61, б), такие слои называют эпитаксиальными. Границу х₀, разделяющую п- и р-области монокрис­талла, называют металлургической границей. Если на границе раздела концент­рация примесей скачком изменяется от N_d к N_a что имеет место при эпитаксиальном наращивании слоев, то такой переход называют резким. Если вблизи металлургической границы концентрация примеси изменяется плавно, что имеет место при диффузии примеси, то такой переход называют плавным.

Если п- и р-области каким-либо образом разделены, то их энергетические диаграм­мы имеют вид, показанный на рис. 1.62, а. В этом случае уровни Ферми разнесе­ны на величину Е_ПО = E_Fn - E_Fp. При осуществлении металлургического контакта между п- и p-областями (рис. 1.62, 6) вследствие различия концентраций однотип­ных носителей заряда возникают диффузионные потоки электронов из n-области в р-область и дырок из р-области в «-область. При этом n-область заряжается по­ложительно, ар-область отрицательно, что приводит к понижению всех энергети­ческих уровней, в том числе и уровня Ферми в n-области, и повышению их в р-области. Диффузия электронов слева направо и дырок справа налево происходит до тех пор, пока постепенно поднимающийся уровень Ферми в р-области не устано­вится на одной высоте с постепенно опускающимся уровнем Ферми в n-области. В результате энергетическая диаграмма примет вид, показанный на рис. 1.62, в, при этом на границе раздела образуется энергетический барьер, высота которого рав­на разности уровней Ферми в неконтактируемом состоянии полупроводников:

(1.75)

Следствием диффузионного перемещения электронов и дырок является уменьшение их концентрации вблизи границы раздела x₀ (рис. 1.62, г), в результате чего между сечениями х_n и х_р образуется обедненный подвижными носителями заряда слой, в котором расположены положительные заряды доноров и отрицательные заряды ак­цепторов (рис. 1.62, д). Эти заряды создают внутреннее электрическое поле, препят­ствующее диффузии электронов и дырок. Значения этих зарядов таковы, что обеспе­чивают равенство уровней Ферми в контактируемых областях. Электрическое поле, создаваемое зарядами доноров и акцепторов, характеризуют высотой потенциально­го барьера φ _к0, напряженностью поля ζ (х) и распределением потенциала φ(х). Высота потенциального барьера связана с высотой энергетического барьера соотношением

(1.76)

Для нахождения распределения потенциала φ(х) и напряженности поля ζ (х) вос­пользуемся уравнением Пуассона:

(1.77)

Учтем, что концентрация подвижных носителей в p-n-переходе существенно меньше концентрации примесных атомов N_d и N_a.. Тогда для n-области ρ( х) = q*N_d,, а для р-области ρ(х) =-q*N_a. Проинтегрируем уравнение Пуассона раздельно для п- и р-областей.

Для n-области (х_п < х < х₀)

(1.78)

Для р-области (х₀ < х < х_р)

(1.79)

То есть распределение напряженности поля в переходе выражается кусочно-линейной функцией (рис. 1.62, e ). Она равна нулю при х>х_р и х <х_п и максимальна при х=х₀:

(1.80)

Интегрируя ζ(х) в интервале от х_п до х_а, получим функцию распределения потен­циала φ(х) в этой области:

(1.81)

Интегрируя ζ (х)в интервале от х₀ до х_р, получим

(1.82)

Следовательно, функция φ(x) состоит из двух параболических участков и имеет точку перегиба при х = х₀ (рис. 1.62, ж).

Для нахождения ширины перехода Δ_о = (х_р – х_n) приравняем (1.81) и (1.82) при х = х₀. Тогда, учитывая, что φ (х_п) - φ(х_р) = φ_K0, получим:

(1.83)

Учитывая (1.80) и то, что Δо = (х₀ - х_п) + (х_р - х₀), получим:

(1.84)

Отсюда получим:

(1.85)

(1.86)

Следовательно

(1.87)

Из уравнений (1.85) и (1.86) следует, что при N_d = N_a выполняется условие х₀ – x_n = х_p - х_0. Такой переход называют симметричным. Если N_d ≠ N_A, то такой переход называют несимметричным. В этом случае переход оказывается сдвинутым в об­ласть с более низкой концентрацией примесей. При N_d >> N_a уравнение (1.87) принимает вид

(1.87,a)

При N_d << N_a., уравнение (1.87) принимает вид

(1.87,б)

Электроны (и дырки), находясь в хаотическом движении, способны перемещать­ся через электронно-дырочный переход из одной области полупроводникового кристалла в другую, создавая потоки носителей заряда, обозначенные на рис. 1.62 цифрами от 1 до 4. Потоки 1 и 3 называют потоками основных носителей заряда (ПОН), потоки 2 и 4 — потоками неосновных носителей заряда (ПНН). Для ПОН поле в переходе является тормозящим. Поэтому переходить из n-области в р-область могут только те электроны, энергия которых выше Е_cn, и, соответственно, переходить из р-области в n-область могут только те дырки, энергия которых ниже уровня E_vn Для ПНН поле в переходе является ускоряющим, поэтому все неоснов­ные носители заряда способны перемещаться из одной области в другую. При отсутствии на переходе внешнего напряжения ПОН и ПНН уравновешивают друг друга, поэтому ток через переход равен нулю.

Если к переходу подключено внешнее напряжение плюсом к р-области, то созда­ваемое им электрическое поле противоположно по направлению внутреннему электрическому полю. В этом случае потенциальный барьер в р-n-переходе умень­шается. При противоположной полярности внешнего напряжения потенциаль­ный барьер повышается. Внешнее напряжение, уменьшающее высоту потенци­ального барьера в p-n-переходе, называют прямым, а напряжение, повышающее высоту барьера, — обратным. В дальнейшем прямое напряжение будем считать положительным, а обратное — отрицательным. Внешнее напряжение практичес­ки полностью прикладывается непосредственно к р-п -переходу, так как он обед­нен подвижными носителями зарядов и имеет высокое по сравнению с другими областями структуры электрическое сопротивление. Поэтому изменение высоты потенциального барьера равно приложенному напряжению и, и высоту потенци­ального барьера в р-n-переходе следует определять по формуле

Если к р-n-переходу приложено прямое напряжение, то вследствие уменьшения высоты потенциального барьера возрастает количество основных носителей за­ряда, перемещающихся через р-n-переход. В результате появляется большой пря­мой ток, создаваемый потоками 1 и 3. Если к p-n-переходуприложено обратное напряжение, то количество основных носителей заряда, перемещающихся через переход, становится равным нулю, и через переход течет небольшой обратный ток, создаваемый потоками неосновных носителей заряда (потоки 2 и 4). Таким образом, изменяя приложенное к р-n-переходу напряжение, можно изменять ток и его направление. При изменении приложенного к переходу внешнего напряже­ния одновременно с изменением высоты потенциального барьера изменяется ширина перехода. В этом случае в (1.87), (1.87а) и (1.876) вместо φ_K0 следует под­ставлять φ_к. При подаче прямого напряжения переход сужается, а при подаче об­ратного напряжения расширяется.