2. Полупроводниковые диоды.

   1. Электронно-дырочный переход

Проводимость полупроводников определяется движением свободных носителей отрицательного заряда - электронов, и положительного - дырок. В монокристаллическом полупроводнике на границе между двумя слоями с разными типами проводимости образуется электронно-дырочный переход, называемый также р-n-переходом или запирающим слоем. Этот слой обла­дает вентильными свойствами, т.е. односторонней проводимостью.

В полупроводнике концентрация электронов в n-области во много раз больше, чем их концентрация в р-области, где они являются неоснов­ными носителями тока. Поэтому электроны диффундируют в область их низ­кой концентрации - р-область. Здесь они рекомбинируют с дырками акцеп­торов и создают пространственный отрицательный заряд ионизированных атомов акцепторов, нескомпенсированный положительным зарядом дырок, основных носителей заряда в этой области. Одновременно имеет место диф­фузия дырок в n-область. Здесь создается нескомпенсированный зарядом электронов

П

ространственный положительный зарядионов доноров. Таким образом, между двумя областями полупро­водника возникает двойной слой пространственного заряда обедненный основными носителями тока. Наличие пространствен­ных зарядов создает разницу электриче­ских потенциалов между р- и n-областя­ми (рис.2.1) Его называют потенциальным барьером.

φ = φ _p- φ_n - высота барьера.

Эмиттер барьера отличается более высокой концентрацией примесей.

2. Энергитическая диаграмма p-n-перехода

Концентрация электронов в n-зоне проводимости и концентрация дырок р в валентной зоне могут быть представлены следующими общими выражениями:

n = q_c(ε) ƒ(ε) d(ε); р = q_v(ε) [1- ƒ (ε)] dε,

где q_c(ε) – нижняя граница зоны проводимости; q_v(ε) - потолок валентной зоны; q_v (ε) и q_c (ε) - плотности квантовых состояний, т.е. число квантовых состояний в единичном интервале энергии зоны проводимости и валентной зоны в объеме 1см .

Функция f(ε) - есть вероятность того, что состояние с энергией ε за­нято электроном. Соответственно [1- f(ε)] означает вероятность отсутствия электрона на уровне в валентной зоне, т.е. вероятность существования дыр­ки.

Вероятностная функция f(ε) определяется по формуле:

f(ε) exp( )+1 .

Данная функция называется функцией распределения Ферми-Дирака, где k - постоянная Больцмана, Т - абсолютная температура, а  - энергия уровня Ферми. Очевидно, что при  =_Fƒ(_F) = 0,5. Поэтому фор­мально уровнем Ферми является уровень, вероятность нахождения элек­трона на котором равна 0,5.

Функцию распределения f() необходимо привязывать к зонной диаграмме полупроводника. Как правило, для этого надо знать, где находит­ся уровень Ферми.

У обычно используемых полупроводников _F находится в запрещен­ной зоне: в n-полупроводнике - на расстоянии (_с -_F)» 2КТ от дна зоны проводимости, а в р-полупроводнике - на "расстоянии" (_v -)» 2КТ от по­толка валентной зоны и в формуле для определения f(ε) можно пренебречь в знаменателе единицей, т.е. функция распределения Максвелла-Больцмана:

f(ε) exp-  .

Полупроводники, для которых справедлива функция распределе­ния Максвелла-Больцмана, называют невырожденными. Для них ха­рактерно то, что число частиц значительно меньше числа разрешенных состояний. Однако, если в полупроводнике уровень Ферми _F оказывается в интервале 2КТ вблизи границ зон или внутри этих зон, то следует пользо­ваться только функцией распределения Ферми-Дирака, а состояние полу­проводника становится вырожденным. В этом состоянии число частиц сравнимо с числом разрешенных состояний.

Таким образом, в собственном полупроводнике уровень Ферми прак­тически находится в середине запрещенной зоны. В n-полупроводнике уро­вень Ферми располагается значительно выше середины запрещенной зоны. Уровень Ферми в р-полупроводнике находится значительно ниже уровня Ферми собственного полупроводника, т.е. ниже середины запрещенной зоны.