Міністерство освіти і науки України

Національний авіаційний університет

Кафедра електроніки

Модульна контрольна робота

На тему:

"Збіднений шар, бар’єрна та дифузійнаємності. Вольт-амперна характеристикаp-nпереходу. "

Виконав :

студент ІАН-105 Корчан Владислав Миколайович

Перевірив :

Азнакаєв Е.Г.

Київ 2015р.

Зміст

1. ЕЛЕКТРОННО-ДІРКОВИЙ ПЕРЕХІД.

1.1. ВОЛЬТ-АМПЕРНА ХАРАКТЕРИСТИКА ЕЛЕКТРОННО-ДІРКОВОГО ПЕРЕХОДУ.

1.2. ІНЖЕКЦІЯ НЕОСНОВНИХ НОСІЇВ. ДИФУЗІЙНА ЄМНІСТЬ.

1.3. БАР'ЄРНА ЄМНІСТЬ p‑n ПЕРЕХОДУ.

1.4. p‑ n ПЕРЕХІД ПРИ ШТУЧНОМУ ПІДВИЩЕННІ КОНЦЕНТРАЦІЇ НЕОСНОВНИХ НОСІЇВ У ЙОГО РАЙОНІ.

1. Електронно-дірковий перехід.

Електронно-дірковий перехід (скорочено p‑n перехід) — основний елемент сучасних напівпровідникових приладів (діодів, транзисторів та інших); p‑ n перехід виникає на межі між дірковою та електронною областями одного кристалу. Однак його не можна створити шляхом простого стикування напівпровідникових пластин p‑ та n‑ типу, оскільки при цьому неминучий проміжний шар повітря, окислів або поверхневого забруднення. Крім цього неможливо зістикувати пластини так, щоб відстань між їх краями була меншою (або по крайній мірі рівною) за відстань між атомами кристалічної решітки кристалу. Тому перехід виготовляється в єдиному кристалі напівпровідника, у якому при легуванні донорами й акцепторами отримана досить різка межа між p‑ та n‑ областями. Електронно-дірковий перехід володіє цілим спектром цікавих властивостей, які дозволяють створювати на його основі різні напівпровідникові прилади.

1.1. Вольт-амперна характеристика електронно-діркового переходу.

На Рис. 1.1, а умовно показаний кристал, одна частина об’єму якого має діркову провідність, а інша – електронну. У цьому випадку електрони та дірки можуть переходити через межу. Ліворуч від границі поділу кількість електронів значно менша, ніж праворуч, тому електрони прагнуть дифундувати в p‑область. Однак як тільки електрони попадають у p‑область, вони рекомбінують з дірками, основними носіями в p‑області, і їх концентрація в міру поглиблення швидко зменшується. Аналогічно дірки дифундують з p‑області в n‑область.

Рис. 1.1. p‑ n перехід

а — схематичне зображення p‑n переходу;

б — розподіл потенціалу;

в — розподіл електронів провідності та дірок;

г — розподіл щільності об'ємних зарядів

Таким чином, у p-n переході з’являється струм дифузії

напрямок якого збігається з напрямком дифузії дірок. Якби дірки й електрони були нейтральними частками, то дифузія викликала б повне вирівнювання концентрації дірок і електронів по всьому об’єму кристалу.

Однак, ідучи в іншу область, рухомі носії залишають нескомпенсований заряд іонізованих атомів домішок, зв'язаних із кристалічними решітками. При цьому коли електрони ідуть з n‑області, там залишається позитивний заряд іонізованих донорів, а коли ідуть з p‑області дірки, там залишається негативний заряд іонізованих акцепторів. Розподіл густини зазначених зарядів показано на Рис. 1.1, г.

Таким чином, на межі областей утворяться два шари протилежних за знаком зарядів. Область просторових зарядів, яка утворилася, і є p‑n переходом. Його товщина переважно не перевищує десятих часток мікрона. Просторові заряди в переході утворять електричне поле, спрямоване від позитивно заряджених донорів до негативно заряджених акцепторів, тобто від n‑ області до p‑ області. Між n‑ і p‑ областями встановлюється різниця потенціалів Uкн, що називається контактною.

У більшості германієвих p‑n переходів, а в кремнієвих.

Оскільки електричне поле перешкоджає дифузії основних носіїв у сусідню область, то вважають, що між p‑ і n‑ областями утворився потенційний бар'єр. На Рис. 1.1,б показано розподіл потенціалу уздовж структури p‑n переходу. Дифундувати через p‑n перехід можуть тільки ті носії, теплова енергія яких достатня, щоб перебороти потенційний бар'єр, який запобігає вирівнюванню концентрації дірок і електронів у об’ємі кристалу.

У n‑ області поряд з електронами, концентрація яких визначається концентрацією донорних домішок, існують і неосновні носії — дірки. Аналогічно в p‑ області завжди існує деяка кількість електронів провідності.

Електричне поле в p‑n переході сприяє переходові неосновних носіїв у сусідню область, тобто електронів з p‑ області в n‑ область і дірок з n‑ області в p‑ область.

Так, електрони провідності p‑ області, роблячи тепловий хаотичний рух, підходять до межі двох середовищ, де їх захоплює електричне поле, створене контактною різницею потенціалів і вони переходять у n‑ область. Те ж саме відбувається і з дірками n‑ області, які, роблячи тепловий рух, підходять до межі двох середовищ, захоплюються полем і переходять у p‑ область (Рис. 1.1, а).

Струм, який створений неосновними носіями, називається тепловим струмом. Він складається як і дифузійний струм, із двох складових: електронноїта діркової :

Оскільки неосновних носіїв мало, то і струм, який створюється ними, малий. Крім того, він не залежить від величини напруги, яка прикладена до p‑ n переходу, тобто є струмом насичення неосновних носіїв. Усі неосновні носії, що під дією хаотичного теплового руху підходять до межі двох середовищ, роблять перехід через неї, томувизначається тільки концентрацією неосновних носіїв і їх рухливістю, тобто цей струм сильно залежить від температури (звідси і його назва).

За своїм напрямком тепловий струм протилежний струмові дифузії, тому загальний струм p‑n переходу виявляється рівним:

За додатний (прямий) напрямок струму p‑n переходу прийнято напрямок струму дифузії.

При розімкненому (чи замкнутому накоротко) p‑n переході контактна різниця потенціалів ускладнює дифузію основних носіїв настільки, що струм дифузії стає рівним за абсолютною величиною тепловому струмові:.

При цьому.

Основні носії при зустрічній дифузії посилено рекомбінують у приконтактних областях p‑n переходу. Це викликає утворення в цьому місці деякого шару, який збіднений рухомими носіями і володіє відносно малою питомою провідністю (у порівнянні з бездомішковим напівпровідником) і тому називається запірним шаром p‑n переходу (Рис. 1.1, в).

Середня глибина проникнення дірок у n‑ область є тим меншою, чим більша в цій області концентрація електронів провідності, і навпаки. Те саме твердження справедливе і для середньої глибини проникнення електронів у p‑ область.

У загальному випадку товщина запірного шару (або ширина p‑n переходу) дорівнює:

де — абсолютна діелектрична проникність вакууму; — відносна діелектрична проникність кристалу; U — зовнішня напруга; ,, — концентрація донорних і акцепторних домішок, Uкн — контактна різниця потенціалів p‑n переходу, e — заряд електрона.

Переважно концентрація домішок в одній області є на 2—3 порядки меншою, аніж в іншій (несиметричний p‑n перехід). У цьому випадку запірний шар виявляється практично зосередженим в області з малою концентрацією домішок.

Рекомбінація носіїв в p‑n переході відбувається з такою інтенсивністю, що в будь-якій точці шару, який збіднений рухомими носіями, виконується приблизна рівність .Даний стан напівпровідника називається рівноважним.

Розглянемо, якими властивостями володіє p‑n перехід у залежності від полярності прикладеної напруги.

Зворотне увімкнення p‑n переходу. При зворотному увімкненні p‑n переходу джерело під’єднується так, щоб поле, яке створюється зовнішньою напругою, збігалося з полем p‑n переходу (Рис. 1.2). У цьому випадку поля додаються і потенційний бар'єр між p‑ та n‑ областями зростає.Він тепер стає рівним, де Uкн‑ контактна різниця потенціалів, U — зовнішня напруга. Таке увімкнення p‑n переходу називається зворотним зміщенням. Кількість основних носіїв, які здатні перебороти дію результуючого поля, зменшується. Отже зменшується і струм дифузії. Під дією електричного поля, яке створюється джерелом U, основні носії будуть відтягуватися від приконтактних шарів вглиб напівпровідника. У результаті ширина запірного шару збільшується у порівнянні із шириною в рівноважному стані.

По мірі збільшення зовнішньої напруги залишається усе менше рухомих носіїв, що здатні перебороти зростаюче електричне поле, яке їх гальмує і тому дифузійний струм через перехід у цьому випадку швидко прямує до нуля. Ця залежність має експонентний характер:

,

де I0 n і I0 p — дифузійний струм електронів з n‑ області і дірок з p‑ області при U = 0. При кімнатній температурі, тому експонентна залежність виходить дуже сильною. Загальний дифузійний струм:

,

де.

Повний струм через перехід рівний різниці дифузійного і теплового струмів, оскільки вони напрямлені в різні сторони. Тепловий струм утворюється неосновними носіями заряду, при цьому електричне поле переходу сприяє їхньому переміщенню в сусідню область. Практично всі неосновні носії, що підходять до p‑n переходу, переходять у сусідню область. Тому тепловий струм залежить від концентрації неосновних носіїв в n‑ та p‑ областях і не залежить від напруги, яка прикладена до p‑n переходу.

Підставимо в рівність струму p‑n переходу вираз для дифузійного струму, тоді:

.

Відповідно, при зовнішнійнапрузі, рівній нулю, , тому залежність струму відприкладеної до переходу зворотноїнапругиприймаєнаступний вид:

.

Пряме увімкнення p‑n переходу. При прямому увімкненні p‑n переходу зовнішнє джерело під’єднується так, щоб поле, яке створюється зовнішньою напругою в p‑n переході, було напрямлене назустріч власному полю p‑n переходу (Рис. 1.3). Таке увімкнення p‑n переходу називається прямим зміщенням. У цьому випадку напруга джерела віднімається від контактної різниці потенціалів. Потенційний бар'єр між p‑ і n‑ областями відповідно зменшується. Дифузія основних носіїв через p‑n перехід значно полегшується, і в зовнішньому колі виникає струм, приблизно рівний струмові дифузії.

Рис. 1.2. Зворотне увімкнення p‑n переходу

а — схема увімкнення;

б — розподіл потенціалу

Рис. 1.3. Пряме увімкнення p‑n переходу

а — схема увімкнення;

б — розподіл потенціалу;

в — розподіл електронів провідності та дірок

Оскільки пряма напруга викликає зустрічний рух дірок і електронів, то їх концентрація в приконтактних областях зростає, що спричиняє зменшення ширини p‑n переходу. Залежність струму дифузії від прямої напруги має такий ж вид, що і при зворотному увімкненні, тільки U береться з позитивним знаком (полярність прикладеної напруги – додатна): .

Так само як і для зворотного увімкнення, тепловий струм не буде залежати від напруги. Повний струм p‑n переходу дорівнює різниці дифузійного та теплового струмів, тобто:.

Попередній формулі можна надати універсальний характер, якщо вважати, що зовнішня напруга до неї входить зі своїм знаком (пряма напруга позитивна, зворотна — негативна).

З формули випливає, що при прямому зміщенні p‑n переходу (U позитивна) експонентна складова швидко зростає й одиницею у фігурних дужках можна знехтувати, тому. При зворотномузміщенні p‑n переходу (U негативна) експонентнаскладовашвидкообертається в нуль і струм p‑n переходу виявляєтьсярівним тепловому струмові.

Залежність струму відзовнішньоїнапруги, тобто теоретична вольт-амперна характеристика p‑n переходу, яка відповідаєотриманійформулі, показана на Рис. 1.4 (лінія 1). Лінія 2 на цьому рисунку відповідаєтеоретичній вольт-ампернійхарактеристиці p‑n переходу при підвищенніконцентраціїнеосновнихносіїввкристалі (цейвипадок буде розглянутодалі).

Рис. 1.4. Теоретична (ідеальна) вольт-амперна характеристика p‑n переходу (крива 1); та ця ж характеристика при підвищенійконцентраціїнеосновнихносіїв (крива 2).