Рассмотренное выше состояние термодинамического равновесия можно нарушить, приложив к p-n переходу с помощью внешнего источника, напряжение в той или иной полярности. Для этого на внешних торцах полупроводников специальной технологией, препятствующей образованию ненужных в данном случае дополнительных p-n переходов, выполняются омические контакты.
Для начала будем считать, что омические контакты и области полупроводников за пределами объёмного заряда имеют пренебрежимо малую величину сопротивления по отношению к сопротивлению области объёмного заряда. При этих условиях, независимо от величины токов, протекающих по цепи, поле Eвн, создаваемое внешним источником, будет полностью сосредоточено
внутри p-n перехода. В зависимости от полярности подключения, это поле будет или вычитаться или складываться, с полем объёмного заряда. Если приложить к p-n переходу внешнее напряжение, в полярности, указанной на рисунке, то дырки p-области будут оттягиваться к отрицательному полюсу источника, а электроны n-области к положительному полюсу. При этом происходит оголение более глубинных слоёв ионов примесей в обоих полупроводниках, следовательно растёт объёмный заряд и напряжённость создаваемого им электрического поля.
Как видно по зонной диаграмме, потенциальный барьер,
равный в равновесном состоянии φк 0, возрастает на величину приложенного внешнего напряжения U т.е.
φк = φк 0 + U.
Такое смещение p-n перехода называется обратным. Очевидно, что это приводит к уменьшению диффузионной составляющей тока через p-n переход и увеличению дрейфового тока. Баланс токов нарушается и
в цепи протекает дрейфовый ток неосновных носителей заряда или т.н. обратный ток I обр. При возрастании обратного напряжения от 0 приблизительно до 0,1В обратный ток I обр = I диф – I др будет увеличиваться за счёт уменьшения диффузионной составляющей. При напряжениях больших 0,1В можно считать I диф = 0, и через переход будет идти только дрейфовая компонента тока которая для идеального перехода не зависит от приложенного напряжения. Поэтому её часто называют током насыщения перехода и обозначают I 0. Величина I 0 очень мала т.к. она обусловлена потоком неосновных носителей концентрация которых в высоколегированных полупроводниках незначительна.
Прямое смещение p-n перехода.
Изменим полярность подключения внешнего источника на обратную, как показано на рисунке. При этом основные носители заряда будут подтягиваться к области объёмного заряда, частично компенсируя его в зависимости от приложенного напряжения. Это приведёт к уменьшению объёмного заряда в переходе, а следовательно к снижению потенциального барьера, высота которого будет равна
φк = φк 0 - U.
Поэтому большее число основных носителей заряда,
обладающих достаточной энергией, будут в состоянии преодолеть потенциальный барьер и перейти в смежную область. Диффузионный ток увеличится по сравнению с равновесным значением, а дрейфовая составляющая не меняется, т.к. для неосновных носителей поле объёмного заряда по прежнему является ускоряющим. По мере увеличения напряжения диффузионный ток растёт и может достигать весьма больших значений, т.к. он обусловлен током основных носителей, концентрация которых, при высокой степени легирования может быть весьма большой. Такое смещение p-n перехода называется
прямым, а соответствующий ему ток – прямым током p-n перехода.
Отношение прямого тока к обратному может достигать сотен тысяч – нескольких миллионов.
Это позволяет говорить об односторенней проводимости p-n перехода.
Ширина p-n перехода, при смещении его постоянным напряжением, определяется из его выражения для равновесного значения, подстановкой вместо φк0 значения φк = φк0 –U.
Отсюда видно, что ширина перехода сужается при прямом смещении U>0 и расширяется при обратном смещении U<0.
