Р-n переход и его энергетическая зонная диаграмма в состоянии равновесия

Лабораторная работа № 8

Изучение работы p-n перехода

Цель работы: Изучить физические процессы в р-n переходе.

Требуемое оборудование, входящее в состав модульно учебного комплекса МУК-ТТ1:

1. Блок амперметра-вольтметра АВ1

2. Блок генератора напряжений ГН1

3. Стенд с объектами исследования С3-ТТ1

4. Соединительные провода с наконечниками Ш4-Ш1.6

Краткое теоретическое введение

Р-n переход и его энергетическая зонная диаграмма в состоянии равновесия

P-n переход (рис. 1) представляет собой контакт двух областей полупроводника с различными типами проводимости (n- и р -типа).

 

Рис. 1

Сечение полупроводника постоянно и настолько велико, что влияние поверхностных эффектов по сравнению с объемными несущественно. Между n- и р- областями находится переходная область шириной l ₀= l_p + l_n ≈0,5 мкм, в которой происходит изменение типа проводимости. Физические явления, происходящие в этой переходной области и прилегающих областях обеспечивают работу перехода и определяют связь между током через структуру и напряжением на контактах Э и Б.

Примем следующие обозначения:

Концентрация основных носителей тока: P_p - дырки в р -слое, N_n - свободные электроны в n -слое.

Концентрация неосновных носителей тока: N_p - свободные электроны в р -слое, P_n - дырки в n -слое.

Диффузионные потоки: Δ P_p - поток дырок из р- слоя,Δ N_n - поток электронов из n -слоя.

Дрейфовые потоки: Δ N_p - поток электронов из р -слоя, Δ P_n - поток дырок из n -слоя, Δφ₀- контактная разность потенциалов на р-n -переходе.

В рабочем диапазоне температур P_p» N_p, N_n» P_n.

Рассмотрим несимметричный р-n -переход, при котором концентрация акцепторов N _Aи концентрация доноров N_Д неодинаковы. Такой переход обычно формируют в полупроводниковых диодах. Например, пусть N _A = 100 - 1000 N_Д. Тогда при активации примеси P_p» N_n. Низкоомный р -слой, содержащий много основных носителей тока, называют эмиттером (Э), а более высокоомный n -слой называют базой (Б).

Из «закона действующих масс» следует, что P_pN_p=N_nP_n. Так как P_p» N_n, то P_n» N_p. Общее соотношение концентраций носителей тока P_p» N_n»P_n» N_p.

На границе между р -слоем и n -слоем имеется большая разность концентрации и дырок, и свободных электронов. Вследствие теплового движения этих частиц происходит спонтанный процесс диффузии и дырок, и электронов через границу между слоями.

Диффузионный поток Δ P_p дырок из р -слоя, проходя в n -слой, на участке l_n встречается со свободными электронами. Процесс рекомбинации уничтожает эти носители тока. Остаются донорные ионы, создающие объемный заряд q_n =q_eN_Дl_тS, где S - площадь поперечного сечения полупроводника. Аналогично после рекомбинации диффузионного потока Δ N_n электронов из n -слоя и дырок р -слоя на участке l_p этого слоя остаются акцепторные ионы, создающие заряд q_p=–q_eN_Al_pS. Так образуется р-n -переход шириной l ₀= l_p + l_n, лишенный носителей тока и содержащий объемные заряды ионов q_p и q_n. Он обладает очень большим сопротивлением.

Так как q_p=–q_n,то N _A l_po=N_Дl_n При несимметричном р-n -переходе (N _A» N_Д) имеем l_p «l_n. Таким образом l₀ ~ l_n и р-n -переход размещен в основном в высокоомной базе.

При некоторой постоянной температуре р -слой, n -слой и переход между ними приходят в состояние равновесия. Особенность этого состояния рассматриваемой системы определяется тем, что для всего объема полупроводника в равновесном состоянии уровень Ферми E_F имеет одинаковое значение. Исходя из этого «принципа горизонтальности уровня Ферми» строится энергетическая зонная диаграмма системы, показанная на рис. 2. При построении ее учитывается, что в р -слое уровень Ферми всегда находится вблизи валентной зоны, а в n -слое он расположен вблизи зоны проводимости.

Относительно «горизонтального», общего для всего объема уровня Ферми, строятся валентная зона и зона проводимости, которые в области р-n -перехода оказываются «наклонными».

«Наклонная» В.З. для дырок p -слоя создает при их переходе в n -слой потенциальный барьер Δ E ₀. Такой же барьер в ЗП создается для электронов n -слоя. Энергия дырок на диаграмме увеличивается «вниз», а электронов – «вверх». переход дырок из p -слоя в n -слой требует увеличения их энергии. Дырки же n -слоя, оказавшись у границы p - n -перехода, беспрепятственно, уменьшая свою энергию, направленно движутся (дрейфуют) в p -слой.

Потенциальный барьер определяется в равновесном состоянии контактной разностью потенциалов Δφ₀, создаваемой объемными зарядами q_p и q_n ионов в р-n -переходе. Высота барьера Δ E ₀ = q_e Δφ₀, ширина (р-n -перехода) - l₀ ≈ .

Так как дырочный газ в валентной зоне - невырожденный, его концентрация при Т = const распределяется по закону Больцмана

где k = 1,38·10^-23 Дж/ К. Следовательно, равновесная концентрация дырок P_p в р -слое и P_n в n- слое неодинакова.

Из предыдущей формулы получим

(1)

При Т = 300К Δ E ₀≈0,35 эВ (Δφ₀=0,35 В) для Ge и Δ E ₀≈0,65 эВ (Δφ₀=0,65 В) для Si.

В равновесном состоянии вследствие Р_р » P_n диффузионный поток дырок Δ P_p0 не исчезает, но компенсируется встречно направленным дрейфовым потоком Δ P_n дырок: Δ P_p0 =Δ P_n. Величина дрейфового потока не зависит от потенциального барьера Δ E ₀, но определяется концентрацией P_n дырок - неосновных носителей тока в n -слое. Она существенно зависит от температуры полупроводника. При постоянной температуре Δ P_n = const.

Для зоны проводимости картина диффузионного и дрейфового потоков электронов аналогична рассмотренной. Ввиду малости этих потоков при несимметричном р-n -переходе в дальнейшем их можно не рассматривать.