Logo GenDocs.ru

Поиск по сайту:  


Загрузка...

Лекции по курсу Физические основы полупроводниковых электронных приборов - файл 1.doc


Лекции по курсу Физические основы полупроводниковых электронных приборов
скачать (3305.5 kb.)

Доступные файлы (1):

1.doc3306kb.16.11.2011 04:42скачать

содержание
Загрузка...

1.doc

  1   2   3   4   5   6   7   8   9
Реклама MarketGid:
Загрузка...
Министерство образования Республики Беларусь

Учреждение образования

Минский государственный высший радиотехнический колледж


Кафедра общетехнических дисциплин


Руденкова В.И.


ЭЛЕКТРОННЫЕ ПРИБОРЫ


Курс лекций

для студентов специальности 40 02 02

«Электронные вычислительные средства»


Минск 2006

СОДЕРЖАНИЕ

СОДЕРЖАНИЕ 2

Раздел 1.
Электрофизические свойства полупроводников 4

Лекция 1.
Электропроводность полупроводников.
Беспримесные полупроводники 4

Лекция 2.
Примесная проводимость 9

Лекция 3.
Время жизни носителей заряда.
Дрейфовое и диффузионное движение носителей заряда 13

Раздел 2.
Контактные явления в полупроводниках 17

Лекция 4.
Электрические процессы в p-n-переходе в отсутствие внешнего напряжения 17

Лекция 5.
Электрические процессы в p-n-переходе при наличии внешнего напряжения 20

Прямая ветвь вольт-амперной характеристики p-n-перехода 20

Обратная ветвь вольт-амперной характеристики перехода 22

Полная вольт-амперная характеристика перехода 24

Учет дополнительных факторов, влияющих на вольт-амперную характеристику перехода 25

Емкости p-n-перехода 26

Раздел 3.
Полупроводниковые диоды 28

Лекция 6.
Назначение и классификация. Общие параметры диодов 28

Лекция 7.
Выпрямительные диоды 30

Выпрямительные диоды малой мощности 30

Выпрямительные диоды средней мощности 31

Мощные (силовые) диоды 31

Лекция 8.
Полупроводниковые стабилитроны. Универсальные диоды 36

Лекция 9.
Импульсные диоды. Варикапы 40

Лекция 10.
Сверхвысокочастотные диоды 45

Смесительные диоды 46

Детекторные диоды 46

Параметрические и умножительные диоды 46

Регулирующие диоды 47

Генераторные диоды 48

Лекция 11.
Туннельные и обращенные диоды 52

Туннельные диоды 52

Обращенные диоды 54

Раздел 4.
^ БИПОЛЯРНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ 56

Лекция 12.
Структура и устройство биполярных транзисторов.
Принцип действия биполярного транзистора и его основные параметры 56

Лекция 13.
Статические вольт-амперные характеристики биполярного транзистора 62

Лекция 14.
Схема замещения биполярного транзистора в физических параметрах 68

Лекция 15.
Биполярный транзистор как активный четырехполюсник.
h-параметры транзистора 71

Раздел 5.
^ УНИПОЛЯРНЫЕ (ПОЛЕВЫЕ) ТРАНЗИСТОРЫ 73

Лекция 16.
Транзисторы с управляемым р-п-переходом 73

Лекция 17.
МДП-транзисторы 78

Раздел 6.
ТИРИСТОРЫ 81

Лекция 18.
Устройство и принцип работы
динистора, тиристора, симистора и фототиристора 81

Лекция 19.
Компоненты микроэлектроники 89

Раздел 1.
Электрофизические свойства полупроводников


Лекция 1.
Электропроводность полупроводников.
Беспримесные полупроводники


Полупроводники занимают по электропроводности промежуточное положение между металлами (проводниками электрического тока) и диэлектриками. Знание физической сущности электропроводности важно для последующего изучения принципа действия полупроводниковых приборов, их параметров и характеристик.

Особенность электропроводности полупроводников обусловливается спецификой распределения по энергиям электронов атомов, которое характеризуется энергетической диаграммой полупроводника.

Прежде чем перейти к рассмотрению энергетических диаграмм кристаллических тел, ознакомимся с энергетической диаграммой изолированного атома.

В соответствии с принципами квантовой механики электроны атома могут обладать определенными значениями энергии или находиться на определенных (разрешенных) энергетических уровнях (рис. 1.1). В изолированном атоме существует конечное число энергетических уровней, на каждом из которых могут одновременно находиться не более двух электронов, различающихся направлением спиновых моментов (принцип Паули). Электроны низших уровней сильно связаны с атомом. По мере увеличения энергии уровня, занимаемого электроном, эта связь ослабевает.





Рис. 1.1. Энергетическая диаграмма изолированного атома


В отсутствие внешних воздействий, увеличивающих энергию электронов, атом находится в исход ном (невозбужденном) состоянии, при котором все низшие энергетические уровни заняты электронами, а верхние — свободны. При наличии внешних воздействий (тепловые кванты — фононы, кванты света — фотоны, электрическое или магнитное поле и др.) электроны атома приобретают дополнительную энергию и переходят на более высокие энергетические уровни (возбуждение атома) или вовсе освобождаются от атома и становятся свободными, не связанными с атомом (ионизация атома). При этом внешнему воздействию подвержены электроны высоких энергетических уровней, слабее связанные с атомом.

Согласно квантовой теории, энергетическая диаграмма группы близко расположенных однотипных атомов претерпевает изменения по сравнению с изолированным атомом (рис. 1.2). Вследствие взаимодействия атомов друг с другом разрешенные уровни энергии электронов соседних атомов смещаются, образуя близко расположенные смещенные уровни энергии — подуровни. При этом смещению подвергаются и уровни высоких энергий, где электроны слабо связаны с атомами. Подуровни образуют так называемые зоны разрешенных уровней энергии, которые отделены друг от друга запрещенными зонами. Число подуровней в каждой из разрешенных зон равно количеству атомов в группе. Кристалл твердого тела характеризуется большим количеством близко расположенных атомов. Поэтому число подуровней, входящих в разрешенные зоны его энергетической диаграммы, довольно велико.





Рис. 1.2. Энергетическая диаграмма группы (четырех) близко расположенных атомов


На электропроводность твердого тела оказывает существенное влияние расположение двух соседних зон разрешенных уровней энергии в верхней части энергетической диаграммы (рис. 1.2). В зависимости от электронной структуры атома и строения кристаллической решетки между соседними зонами разрешенных уровней энергии либо может сохраниться запрещенная зона, либо ее может и не быть. Эти две вероятности, а также ширина запрещенной зоны определяют три класса кристаллических тел: проводники, диэлектрики и полупроводники. Расположение двух соседних зон разрешенных уровней энергии в верхней части их энергетических диаграмм приведено на рис. 1.3.





Рис. 1.3. Энергетическая диаграмма металла (а), полупроводника (б) и диэлектрика (в)


В металлах (рис. 1.3, а) энергетическая диаграмма представляет собой непрерывный спектр разрешенных значений энергии, а в полупроводниках и диэлектриках — прерывистый (рис. 1.3, б, в). В полупроводниках и диэлектриках зоны разрешенных значений энергии отделены запрещенной зоной энергии ΔWз. На энергетических диаграммах рис. 1.3 можно выделить две характерные зоны разрешенных значений энергии: нижнюю (заполненную), или валентную зону и верхнюю (свободную), или зону проводимости. В отсутствие внешних воз действий на электроны (электрического и магнитного полей, облучения квантами света), а также при Т = 0 К все уровни энергии нижней зоны заполнены электронами, в верхней зоне электронов нет.

Рассмотрим различие в электропроводности указанных трех классов кристаллических тел с точки зрения особенностей их энергетических диаграмм.

В металлах зона проводимости непосредственно примыкает к валентной зоне (рис. 1.3, а). Электронам валентной зоны достаточно сообщить весьма малую энергию, чтобы перевести их в зону свободных уровней. Поэтому уже при воздействии только электрического поля в металле имеется большое число свободных (не связанных с атомами) электронов, которые и обеспечивают его высокую электрическую проводимость.

В полупроводниках (рис. 1.3, б) свободная зона отделена от валентной зоны запрещенной зоной энергии ΔWз. Величина ΔWз определяет энергию (в электрон-вольтах), которую нужно сообщить электрону, расположенному на верхнем энергетическом уровне в валентной зоне, чтобы перевести его на нижний энергетический уровень в зоне свободных уровней. Необходимость сообщения достаточной энергии для преодоления запрещенной зоны затрудняет переход электронов из валентной зоны в зону проводимости, что приводит к уменьшению числа свободных электронов в полупроводнике по сравнению с металлом и, как следствие, к уменьшению его электрической проводимости.

Способность преодоления электронами запрещенной зоны зависит от внешних факторов. Особенно значительно влияние температуры кристалла, которое проявляется воздействием на электроны атомов полупроводника тепловых квантов (фононов), излучаемых при тепловых колебаниях кристаллической решетки. Повышению температуры соответствует увеличение энергии фононов и рост числа электронов, способных получить необходимую энергию для преодоления запрещенной зоны. По этой причине с повышением температуры проводимость чистых полупроводников возрастает.

Ширина запрещенной зоны кристаллических твердых тел, относящихся к полупроводникам, не превышает 3 эВ. Их электрическая проводимость возникает при температуре выше 80—100 К.

Диэлектрики (рис. 1.3, в) отличаются от полупроводников более широкой запрещенной зоной. У них ΔWз > 3 эВ и может достигать 6—10 эВ. В связи с этим проводимость диэлектриков мала и становится заметной лишь при температуре не ниже 400—800°С или сильных электрических полях (пробой).

Наличие на энергетической диаграмме запрещенной зоны обусловливает особенности образования носителей заряда в полупроводниках по сравнению с металлами. Рассмотрим эти особенности на примере германия и кремния, получивших наибольшее распространение при изготовлении полупроводниковых приборов.

Германий и кремний принадлежат к IV группе Периодической системы элементов. На внешней оболочке их атомов находятся четыре валентных электрона. Ширина запрещенной зоны германия равна 0,72 эВ, кремния — 1,12 эВ. Кристаллическая решетка этих полупроводников имеет одинаковую тетраэдрическую структуру. Двумерная (плоскостная) модель кристаллической решетки имеет вид, показанный на рис. 1.4, а (на примере германия).

В отсутствие структурных дефектов и при Т = 0 К четыре валентных электрона внешней электронной оболочки каждого атома участвуют в так называемых парноэлектронных или ковалентных связях с соседними атомами. Эти связи характеризуются перекрытиями внешней электронной оболочки каждого атома с внешними электронными оболочками рядом расположенных четырех атомов кристалла. При таком перекрытии каждые два электрона принадлежат двум соседним атомам и все четыре электрона внешней оболочки атома участвуют в создании парноэлектронных связей с четырьмя соседними атомами. Парноэлектронные связи показаны на рис. 1.4, а в виде двух параллельных линий, связывающих атомы, расположенные в соседних узлах кристаллической решетки. Участие всех электронов атомов кристалла в создании ковалентных связей между атомами свидетельствует о нахождении электронов на уровнях энергии валентной зоны (рис. 1.3, б; 1.4, б).





Рис. 1.4. Возникновение свободного электрона и дырки в кристалле полупроводника (а)
и отражение этого процесса на энергетической диаграмме (б);
схема движения дырки в кристалле полупроводника (в)


Повышение температуры кристалла вызывает увеличение энергии фононов. При некоторой температуре энергия фонона становится достаточной для освобождения электрона от связей с атомами кристаллической решетки. Валентный электрон освобождается от связей и становится свободным (рис. 1.4, а). Освобождение электрона от связей с атомами соответствует на энергетической диаграмме его переходу с уровня валентной зоны на уровень зоны проводимости (рис. 1.4, б). Свободный электрон способен изменять свою энергию и перемещаться между узлами кристаллической решетки под воздействием электрического поля, т.е. участвовать в создании тока.

Образование свободного электрона сопровождается разрывом ковалентной связи между атомами и появлением в месте разрыва так называемой дырки (рис. 1.4, а). Отсутствие электрона в ковалентной связи равносильно появлению в данном месте положительного заряда, который и приписывают дырке. На энергетической диаграмме (рис. 1.4, б) образование дырки после перехода электрона в зону проводимости отождествляют с появлением вакантного уровня энергии в валентной зоне, позволяющего электронам валентной зоны (находящимся в ковалентных связях с атомами) изменять энергию под воздействием электрического поля, т.е. перемещаться в кристалле от атома к атому и участвовать в создании тока. Фактическое перемещение валентных электронов под воздействием внешнего электрического поля при их последовательном заполнении образовавшегося разрыва ковалентной связи формально может быть заменено движением дырки между узлами кристаллической решетки в противоположном направлении. Действительно, валентный электрон, получив необходимую энергию, заполняет (компенсирует) дырку с приближением к ней. Дырка исчезает, и восстанавливается ковалентная связь у данного атома, но возникает новая дырка в той ковалентной связи, откуда ушел электрон. Исчезновение дырки в одном месте кристалла и ее появление в другом учитывают (условно) как движение дырки (рис. 1.4, в).

Важность учета движения дырок как самостоятельных носителей заряда обусловливается различием в подвижностях свободных электронов и валентных электронов, перемещающихся по вакантным уровням энергии.

При температуре выше абсолютного нуля переход из валентной зоны в зону проводимости возможен у многих электронов. В результате этого процесса, получившего название термогенерации носителей заряда, в полупроводнике создается некоторая концентрация электронов ni в свободной зоне и равная ей концентрация дырок pi в валентной зоне (индекс i означает, что речь идет о чистых, беспримесных полупроводниках; при этом ni, pi называют собственными концентрациями носителей заряда в полупроводнике). Концентрация носителей заряда зависит от температуры кристалла, ширины запрещенной зоны и определяется зависимостью


, (1.1)

где А — коэффициент, числовое значение которого зависит от рода кристалла; k — 1,37·10–23 Дж/К — постоянная Больцмана; Т — абсолютная температура.

Из выражения (1.1) следует, что концентрация носителей заряда в полупроводнике и его электрическая проводимость увеличиваются с повышением температуры и уменьшаются с ростом ширины запрещенной зоны.

Электроны и дырки являются подвижными частицами. Постоянство их концентрации, определяемой из соотношения (1.1), при неизменной температуре обусловливается тем, что в любом элементе объема полупроводника одновременно действуют два процесса: термогенерация носителей заряда, а также исчезновение электронов и дырок за счет возвращения электронов из зоны проводимости на вакантные уровни валентной зоны (рекомбинация носителей заряда). Соответствующая концентрация устанавливается из условия динамического равновесия, при котором число вновь возникающих носителей заряда равно количеству рекомбинирующих носителей.

^ Лекция 2.
Примесная проводимость


При производстве полупроводниковых приборов помимо чистых полупроводников, в частности чистых германия и кремния, являющихся исходными материалами, используют примесные полупроводники.

Введение примеси связано с необходимостью создания в полупроводнике преимущественно электронной либо дырочной электропроводности и увеличения электрической проводимости. В связи с этим различают соответственно электронные (n-типа) и дырочные (p-типа) полупроводники.

Для получения полупроводника с электропроводностью n-типа в чистый полупроводник вводят примесь, создающую в полупроводнике только свободные электроны. Вводимая примесь является «поставщиком» электронов, в связи, с чем ее называют донорной. Для германия и кремния, относящихся к IV группе Периодической системы элементов, донорной примесью служат элементы V группы (сурьма, фосфор мышьяк), атомы, которых имеют, пять валентных электронов.

При внесении такой примеси атомы примеси замещают атомы исходного полупроводника в отдельных узлах кристаллической решетки (рис. 1.5, а). Четыре электрона каждого атома донорной примеси участвуют в ковалентной связи с соседними атомами исходного материала, а пятый («избыточный») электрон, не участвующий в ковалентной связи, оказывается значительно слабее связанным со своим атомом. Для того чтобы оторвать его от атома и превратить в свободный носитель заряда, требуется значительно меньшее количество энергии, чем для освобождения электрона из ковалентной связи. В результате приобретения такой энергии (например, энергии фонона при комнатной температуре кристалла) «избыточный» электрон покидает атом и становится свободным, а атом примеси превращается в положительный ион (ионизация атома примеси). В условиях достаточно большой концентрации атомов примеси их ионизация создает некоторую концентрацию в кристалле полупроводника свободных электронов и неподвижных положительных ионов, локализованных в местах расположения атомов примеси. Слой полупроводника остается электрически нейтральным, если освободившиеся электроны не уходят за пределы слоя. При уходе электронов под воздействием каких-либо факторов в другие слои кристалла оставшиеся положительные ионы донорной примеси создают в данном слое нескомпенсированный положительный объемный заряд.

На энергетической диаграмме полупроводника n-типа (рис. 1.5, б) вводимая примесь приводит к появлению в запрещенной зоне вблизи зоны проводимости близко расположенных друг от друга локальных валентных уровней энергии, заполненных электронами при температуре абсолютного нуля. Число локальных уровней определяется количеством атомов примеси в кристалле. На рис. 1.5, б локальные уровни показаны пунктиром. Так как ширина ΔWд мала (в зависимости от типа исходного полупроводника и материала донорной примеси ΔWд = 0,01÷0,07 эВ), при комнатной температуре практически все электроны донорных уровней перейдут в зону проводимости и смогут участвовать в создании тока.





Рис. 1.5. Возникновение свободного электрона в кристалле полупроводника n-типа (а)
и отражение этого процесса на энергетической диаграмме (б)

Концентрация электронов в зоне проводимости (свободных электронов) при этом определяется преимущественно концентрацией введенной примеси Nд, а не собственными электронами валентной зоны, преодолевающими широкую запрещенную зону ΔWз. В соответствии с этим концентрация электронов пп в полупроводнике n-типа существенно выше концентрации дырок рп, образующейся в результате перехода электронов из валентной зоны в зону проводимости. Можно считать, что в полупроводнике n-типа ток создается в основном электронами. Другими словами, электроны в этом случае являются основными носителями заряда, а дырки — неосновными.

В полупроводниках p-типа введение примеси направлено на повышение концентрации дырок. Задача решается использованием в качестве примеси элементов III группы Периодической системы (индий, галлий, алюминий, бор), атомы которых имеют по три валентных электрона. При наличии такой примеси каждый ее атом образует только три заполненные ковалентные связи с соседними атомами исходного полупроводника в кристаллической решетке (рис. 1.6, а). Четвертая связь остается незаполненной.





Рис. 1.6. Возникновение дырки в кристалле полупроводника р-типа (а)
и отражение этого процесса на энергетической диаграмме (б)


Недостающий валентный электрон для заполнения связи принимается от одного из соседних атомов кристаллической решетки, так как требуемая для такого перехода энергия невелика. Переход электрона приводит к образованию дырки в ковалентной связи соседнего атома, откуда ушел электрон, и превращению атома примеси в неподвижный отрицательный ион. В результате за счет примеси достигается повышение концентрации дырок в полупроводнике. Атомы примеси, принимающие валентные электроны соседних атомов, называют акцепторными, а саму примесь — акцепторной.


В условиях достаточно большой концентрации атомов акцепторной примеси в кристалле полупроводника создается некоторая концентрация дырок и отрицательных ионов. Пока число дырок в данном слое полупроводника остается равным числу отрицательных ионов в нем, в слое сохраняется зарядная нейтральность. Если вошедшие из других слоев электроны заполнят некоторое число существующих дефектов валентной связи (рекомбинация электронов с дырками), в данном слое появится нескомпенсированный отрицательный объемный заряд, создаваемый ионами акцепторной примеси.

Рассмотрим процесс образования дырок в полупроводнике р-типа, исходя из его энергетической диаграммы. При наличии акцепторной примеси в запрещенной зоне энергетической диаграммы исходного полупроводника вблизи валентной зоны появляются локальные уровни энергии, свободные от электронов при температуре абсолютного нуля (рис. 1.6, б). Число локальных уровней определяется концентрацией атомов примеси в кристалле. Так как разность ΔWа между энергией акцепторных уровней и энергией верхнего уровня валентной зоны мала (в зависимости от типа полупроводника и материала акцепторной примеси ΔWа = 0,01÷0,07 эВ), то при комнатной температуре все акцепторные уровни будут заняты электронами, пере шедшими из валентной зоны. В валентной зоне появится большая концентрация дырок.

Концентрация дырок в валентной зоне при этом определяется преимущественно концентрацией внесенной акцепторной примеси Na, а не дырками, возникающими при термогенерации носителей заряда за счет преодоления валентными электронами широкой запрещенной зоны ΔWз. В соответствии с этим концентрация дырок рр в полупроводнике р-типа существенно больше концентрации свободных электронов пр. По этой причине ток в дырочном полупроводнике переносится в основном дырками. Дырки в этом случае являются основными носителями заряда, а электроны — неосновными носителями заряда.

Таким образом, в примесных полупроводниках концентрации основных носителей заряда (пп — электронного полупроводника и рр —дырочного полупроводника) создаются за счет внесения примеси, а концентрации неосновных носителей заряда (рп, пр — соответственно электронного и дырочного полупроводников) — за счет термогенерации носителей заряда, связанной с переходом электронов из валентной зоны в зону проводимости. Необходимая примесь вносится в количестве, при котором концентрация основных носителей заряда существенно (на два-три порядка) превышает концентрацию неосновных носителей заряда. В зависимости от концентрации введенной примеси удельная проводимость примесного полупроводника возрастает по сравнению с чистым полупроводником в десятки и сотни тысяч раз.

Характерной особенностью полупроводников рассматриваемых типов является то, что произведение концентраций основных и неосновных носителей заряда при данной температуре является постоянной величиной и определяется соотношением


nnpp = ppnp = pini = A2, (1.2)

где ni = pi — собственные концентрации носителей заряда в чистом полупроводнике.

В соответствии с выражением (1.2) концентрация неосновных носителей заряда в примесном полупроводнике меньше концентрации собственных носителей заряда в чистом полупроводнике. Это связано с тем, что с увеличением концентрации основных носителей заряда возрастает роль рекомбинаций, вследствие чего концентрация неосновных носителей заряда уменьшается. Равновесие достигается, когда при данной температуре произведение концентрации носителей заряда в примесном полупроводнике становится равным произведению концентрации носителей заряда в чистом полупроводнике.

Зависимость концентрации носителей заряда от температуры накладывает ограничения на температурный диапазон применения полупроводниковых приборов. Рабочий диапазон температур характеризуется существенным превышением в примесных полупроводниках концентрации основных носителей заряда над неосновными (пп >> рп и рр >> пр) при концентрации основных носителей заряда, близкой к концентрации внесенной примеси (пп Nд и рр Nа).

При температурах, превышающих верхний температурный предел, причиной нарушения условия пп >> рп и рр >> пр является повышение роли концентрации носителей заряда, создаваемых в кристалле при термогенерации за счет преодоления валентными электронами запрещенной зоны ΔWз. При этом может оказаться, что концентрация носителей заряда и электрическая проводимость в полупроводнике будут определяться не концентрацией внесенной примеси, а концентрацией собственных носителей заряда — электронов и дырок (вырождение примесного полупроводника в собственный полупроводник). Верхний температурный предел зависит от ширины запрещенной зоны полупроводника и составляет для германия 75—85°С, а для кремния 150—170°С. В этом проявляется существенное преимущество кремния как материала для полупроводниковых приборов.

При температуре ниже рабочего диапазона концентрация неосновных носителей заряда, создаваемая термогенерацией, ничтожно мала. Основную роль здесь играет понижение концентрации основных носителей заряда (и уменьшение электрической проводимости) вследствие уменьшения количества ионизированных атомов примеси. Нижний температурный предел работы полупроводниковых приборов составляет от –55 до –60°С.

^ Лекция 3.
Время жизни носителей заряда.
Дрейфовое и диффузионное движение носителей заряда


Процесс рекомбинации в примесных полупроводниках играет большую роль во многих полупроводниковых приборах.

Предположим, что в некотором слое кристалла полупроводника n-типа с помощью какого-либо внешнего воздействия, например облучения световым потоком, созданы концентрации дырок р0 = рп + Δp(0)и электронов п0 = пп + Δn (0), превышающие равновесные концентрации, определяемые выражением (1.2) для данной температуры. Абсолютные приращения концентрации носителей заряда обоих знаков Δp(0) = Δn(0) (слой остается электрически нейтральным), так как в данном примере повышение концентрации носителей заряда обусловливается увеличением числа переходов электронов из валентной зоны в зону проводимости. Однако относительное приращение концентраций дырок существенно больше относительного приращения концентраций электронов р/ рп >> п/ пп, поскольку пn >> рп. Иными словами, можно считать, что внешнее воздействие привело к образованию в слое полупроводника неравновесной концентрации неосновных носителей заряда (дырок) при оставшейся почти неизменной концентрации основных носителей заряда (электронов). Процесс уменьшения концентрации носителей заряда в слое до значения равновесных после прекращения внешнего воздействия следует рассматривать как рекомбинацию дырок с электронами в условиях высокой концентрации электронов. Cпад начальной концентрации дырок Δp(0)во времени подчиняется экспоненциальному закону


Δp(t) = Δp(0), (1.3)

где τр — характеристическая постоянная, называемая временем жизни дырок в электронном полупроводнике (параметр τр соответствует времени, в течение которого избыточная концентрация неравновесных дырок уменьшается в е раз).

Соотношение, аналогичное (1.3), можно записать и для дырочного полупроводника. Процесс уменьшения концентрации носителей заряда здесь следует рассматривать как рекомбинацию неравновесных электронов с дырками в условиях высокой концентрации дырок. Характеристическую постоянную τn в этом случае называют временем жизни электронов в дырочном полупроводнике.

Параметры τр, τn входят в число основных для примесных полупроводников. Их уменьшение, в частности, сказывается на повышении быстродействия полупроводниковых приборов. Обычные значения тр, тп находятся в пределах 10–7—10–5 с, но в ряде случаев могут быть больше или меньше.

Рекомбинация носителей заряда, когда свободный электрон непосредственно переходит из зоны проводимости в валентную зону, т.е. заполняет дырку в ковалентной связи атомов (прямая рекомбинация), мало вероятна. Причиной этого является редкость события, при котором электрон и дырка находились бы одновременно в одном и том же месте кристалла и имели бы небольшую скорость. Основную роль в рекомбинации носителей заряда играют так называемые центры рекомбинации — ловушки, имеющие в запрещенной зоне энергетические уровни, способные захватить электроны. Процесс рекомбинации с участием ловушки протекает в две стадии: свободный электрон вначале переходит на уровень ловушки, а затем в валентную зону.

Центрами рекомбинаций могут быть примесные атомы, дефекты кристаллической решетки, расположенные в объеме или на поверхности кристалла. Для повышения интенсивности рекомбинационных процессов (уменьшения τр, τn) в примесный полупроводник вводят в небольшом количестве золото или никель, создающие эффективные центры рекомбинаций носителей заряда. Время жизни носителей при этом снижается до 10–9—10–8 с.

В отсутствие электрического поля в кристалле и одинаковой концентрации носителей заряда в объеме полупроводника электроны и дырки находятся в непрерывном тепловом (хаотическом) движении, распределенном по всем направлениям. Ввиду хаотического характера движения носителей заряда ток в кристалле равен нулю.

Электрическое поле и неравномерность распределения концентраций носителей заряда являются факторами, создающими упорядоченное движение носителей заряда, т.е. обусловливающими электрический ток в кристалле полупроводника. Направленное движение носителей заряда под воздействием электрического поля называют дрейфом (дрейфовое движение), а под воздействием разности концентраций носителей заряда — диффузией (диффузионное движение). В зависимости от характера движения носителей заряда различают соответственно дрейфовый и диффузионный токи в полупроводниках, а в зависимости от типа носителей заряда — электронные и дырочные составляющие этих токов.

Перемещение носителей заряда в кристалле под воздействием электрического поля происходит при непрерывном их столкновении с узлами кристаллической решетки и атомами примеси. Носители заряда перемещаются в кристалле с некоторой средней скоростью, пропорциональной напряженности электрического поля:


, (1.4)

. (1.4a)


Коэффициент пропорциональности называют подвижностью электронов (μп) и дырок (μp). Электроны перемещаются в направлении, противоположном действию поля, а дырки — в направлении действия поля. Этим объясняется наличие знака минус в формуле (1.4). Движение дырок, обусловливаемое замещением валентными электронами дефектов ковалентных связей атомов в решетке, является более затруднительным, чем свободных электронов. Поэтому при одинаковой напряженности электрического поля средняя скорость электронов выше, чем дырок, и μп > μp. Так, для германия μп = 3800 см2/(В·с), μp — 1800 см2/(В·с), а для кремния μп = 1300 см2(В·с), μp = 500 см2 (В·с).

Плотности дрейфовых составляющих тока в кристалле определяются величиной заряда, переносимого носителями через единичное сечение в единицу времени:


Jдр n = qnv ср n (1.5)

Jдр р = qpv ср р, (1.5а)

где п, р — концентрации электронов и дырок в объеме полупроводника; q — заряд электрона.

Знак минус в выражении (1.5) означает, что принятому направлению тока соответствует противоположное направление движения электронов.

С учетом (1.4) соотношения для плотностей дрейфового электронного и дырочного токов приобретают вид


Jдр n = qnμnЕ, (1.6)

Jдр p = qpμpЕ. (1.6a)


Суммарная плотность тока, протекающего через полупроводник под действием электрического поля,


J = Jдр = Jдр n + Jдр р = qnμnЕ + qpμpЕ (1.7)


В чистых полупроводниках п = р, но μn примерно вдвое выше μp. По этой причине в чистых полупроводниках электронная составляющая плотности тока в то же число раз больше дырочной. В примесных же полупроводниках концентрации п и р различаются на несколько порядков, в связи с чем в электронном полупроводнике дрейфовый ток обусловливается преимущественно электронами, а в дырочном — дырками.

Из формулы (1.7) следует, что плотность тока (проводимость) полупроводников зависит от концентрации носителей заряда и их подвижности. Подвижность носителей заряда уменьшается с ростом температуры. Это объясняется повышением интенсивности тепловых колебаний атомов в кристаллической решетке и увеличением вероятности столкновений с ними электронов и дырок. В чистых полупроводниках, несмотря на снижение подвижности носителей, плотность тока и проводимость увеличиваются с ростом температуры вследствие повышения концентрации носителей заряда. В примесных полупроводниках в рабочем диапазоне температур концентрация носителей заряда мало изменяется, так как ее определяет главным образом концентрация основных носителей заряда, созданная примесью (все атомы примеси ионизированы). В связи с этим плотность тока и проводимость здесь с ростом температуры несколько уменьшаются вследствие уменьшения подвижности (μ = Т–3/2). Ввиду меньшей подвижности носителей заряда удельное сопротивление кремния больше, чем германия.

Диффузионное движение носителей заряда возникает, когда имеется различие в концентрации электронов (дырок) в соседних слоях полупроводника. Носители заряда перемещаются из слоя с большей концентрацией в слой с меньшей концентрацией. Если в данном слое постоянно поддерживается более высокая концентрация носителей заряда, чем в соседнем с ним слое, то создается непрерывный диффузионный поток носителей заряда в направлении убывания концентрации.

Плотности потоков носителей заряда пропорциональны градиенту их концентрации; при одномерной диффузии (когда концентрация вдоль оси х падает: dn / dx < 0 или dp / dx < 0) их находят из соотношений


, (1.8)

. (1.8a)


Коэффициент пропорциональности называют коэффициентом диффузии электронов (Dn) и дырок (Dp). Коэффициент диффузии равен числу носителей заряда, диффундирующих за 1 с через площадку в 1 см2 при единичном градиенте концентрации, и имеет размерность см2/с. Коэффициент диффузии связан с подвижностью носителей заряда соотношением Эйнштейна


D = φT μ, (1.9)

где φT = kT/q — тепловой потенциал, выражаемый, так же как и электрический потенциал, в вольтах; Т — абсолютная температура (при Т = 300 К φT = 0,025 В). В кремнии при комнатной температуре Dn = 32 см2/с, Dp = 12 см2/с.

Зависимость φT и μ от температуры обусловливает и температурную зависимость коэффициента диффузии (D = Т1/2).


Носители заряда, выходящие из слоя с повышенной концентрацией и входящие в слой с меньшей концентрацией, по мере продвижения рекомбинируют с носителями заряда противоположного знака (носители заряда обладают конечным временем жизни). Их концентрация уменьшается по экспоненциальному закону, стремясь к равновесной. Расстояние, на котором избыточная концентрация носителей заряда уменьшается в е раз, называют диффузионной длиной L (соответственно Ln — для электронов и Lp — для дырок). Иными словами, это среднее расстояние, на которое носитель заряда может переместиться за время своей жизни. Диффузионная длина связана с коэффициентом диффузии и временем жизни носителей заряда соотношениями


, (1.10)

. (1.10а)

Раздел 2.
Контактные явления в полупроводниках


Лекция 4.
Электрические процессы в p-n-переходе в отсутствие внешнего напряжения


В германиевых и кремниевых диодах двухслойная p-n-структура (рис. 2.1., а) создается введением в один из слоев монокристалла акцепторной примеси, а в другой — донорной примеси. При комнатной температуре атомы акцепторов и доноров можно считать полностью ионизированными, т.е. практически все акцепторные атомы присоединяют к себе электроны, создавая при этом дырки, а донорные атомы отдают свои электроны, которые становятся свободными. Кроме основных носителей заряда в каждом из слоев имеются неосновные носители заряда, создаваемые путем перехода электронов основного материала из валентной зоны в зону свободных уровней.





Рис. 2.1. Образование p-n-перехода в p-n-структуре полупроводника


На практике наибольшее распространение получили p-n-структуры с неодинаковой концентрацией внесенных акцепторной Nа и донорной Nд примесей, т.е. с неодинаковой концентрацией основных носителей заряда в слоях рр Nа и пп Nд. Типичными являются структуры с Na >> Nд (pp >> пп). Распределение концентраций носителей заряда для таких структур показано на рис. 2.1, б на примере германия, где приняты рр = 1018 см–3, nп = 1015 см–3. Концентрация собственных носителей заряда в германии при комнатной температуре ni = 2,5·1013 см–3. Концентрации неосновных носителей заряда, существенно меньшие концентраций основных носителей заряда, составят для рассматриваемой структуры в соответствии с (1.2) np = 1012 см–3.

В p-n-структуре на границе раздела слоев АВ возникает разность концентраций одноименных носителей заряда: в одном слое они являются основными, в другом — неосновными. В приграничной области под действием разности концентраций возникает диффузионное движение основных носителей заряда во встречном направлении через границу раздела. Дырки из р-области диффундируют в n-область, электроны из n-области—в р-область. Дырки, вошедшие в n-область, рекомбинируют с электронами этой области, а электроны, вошедшие в р-область, — с дырками р-области. Вследствие двух факторов (ухода основных носителей заряда из приграничных областей и их рекомбинации с носителями заряда противоположного знака) концентрации основных носителей заряда (рр и пп) в обеих приграничных областях, суммарная ширина которых l0, снижаются (рис. 2.1, б). Кроме того, в соответствии с выражением (1.2) снижение концентрации носителей заряда одного знака сопровождается повышением концентрации носителей заряда другого знака. Вследствие этого в приграничной р-области повышается концентрация электронов, а в приграничной n-области — концентрация дырок. Таким образом, становится понятным характер распределения концентрации носителей заряда в p-n-переходе, показанной на рис. 2.1, б сплошными линиями.

Важнейшим следствием диффузионного движения носителей заряда через границу раздела слоев является появление в приграничных областях объемных зарядов, создаваемых ионами атомов примесей. Так, при уходе дырок из р-слоя в нем создается некомпенсированный отрицательный объемный заряд за счет оставшихся отрицательных ионов акцепторных атомов примеси. Электроны же, ушедшие из n-слоя, оставляют здесь нескомпенсированный положительный объемный заряд, создаваемый положительными ионами донорных атомов примеси. Наличие объемного заряда является главной особенностью p-n-перехода. Кривая распределения объемного заряда в p-n-переходе показана на рис. 2.1, г. Ввиду наличия объемного заряда в p-n-переходе создаются электрическое поле и разность потенциалов. Кривые Е(х) и φ(х) показаны на рис. 2.1, д, е (за нулевой принят потенциал n-слоя). Отметим, что рассмотренный процесс формирования р-п-перехода происходит уже на этапе введения в монокристалл акцепторной и донорной примесей.

Толщина слоя объемного заряда l0 составляет доли микрометров и зависит от концентрации примеси (основных носителей заряда) в р- и n-областях (от удельного сопротивления слоев). Объемные заряды по обе стороны границы раздела равны и создаются, как известно, неподвижными ионами примеси. Если бы концентрации акцепторной Nа и донорной Nд примесей были равны (симметричный p-n-переход), то концентрации отрицательных ионов слева от границы раздела и положительных ионов справа были бы также равны и p-n-переход имел бы одинаковые толщины слоев l0 p и l0 n. В рассматриваемом случае несимметричного p-n-перехода (Nа > Nд) концентрация неподвижных отрицательных ионов слева от границы раздела АВ будет выше концентрации неподвижных положительных ионов справа (рис. 2.1, а), в связи с чем равенству объемных зарядов обоих знаков (рис. 2.1, г) здесь будет отвечать условие l0 n >> l0 p. Иными словами, p-n-переход толщиной l0 будет преимущественно сосредоточен в n-области, как в более высокоомной.

Внутреннее электрическое поле, созданное объемными зарядами, является фактором, под действием которого обеспечивается равенство потоков носителей заряда через переход в обоих направлениях, т.е. равенство нулю суммарного тока в отсутствие внешнего электрического поля. Это обусловливается тем, что внутреннее электрическое поле с потенциальным барьером φ0 (рис. 2.1, е) создает тормозящее действие для основных и ускоряющее — для неосновных носителей заряда. Таким образом, внутреннее электрическое поле приводит к уменьшению плотности диффузионного тока Jдиф через переход и появлению встречного ему дрейфового тока плотностью Jдр.

Плотность диффузионного тока Jдиф, обусловленного основными носителями заряда (рис. 2.1, в), направлена вдоль оси х и состоит из потока дырок, перемещающихся под действием диффузии из р-области в n-область, и потока электронов, диффундирующих из n-области в р-область.

Плотность дрейфового тока Jдр (рис. 2.1, в) создается неосновными носителями заряда прилегающих к p-n-переходу слоев с толщиной, равной диффузионной длине: Ln — для электронов р-слоя и Lp — для дырок n-слоя (рис. 2.1, а). Неосновные носители заряда, совершая тепловое движение в этих слоях, успевают за время своей жизни попасть в область действия электрического поля, увлекаются этим полем и перебрасываются через переход. Таким образом, плотность дрейфового тока определяется потоками подходящих неосновных носителей заряда из прилегающих к p-n-переходу слоев. Она зависит от концентрации неосновных носителей заряда в слоях и диффузионной длины. Дрейфовый ток имеет направление, противоположное направлению диффузионного тока.

Равенству нулю тока через переход в отсутствие внешнего напряжения соответствует уменьшение диффузионной составляющей тока до величины его дрейфовой составляющей. Равенство составляющих тока Jдиф = Jдр создается установлением соответствующей величины потенциального барьера φ0 в p-n-переходе. Величина потенциального барьера φ0 (называемого также контактной разностью потенциалов) зависит от соотношения концентраций носителей заряда одного знака по обе стороны перехода и определяется соотношением


. (2.1)


Высота потенциального барьера зависит от температуры ввиду зависимости от нее теплового потенциала и концентрации неосновных носителей заряда в слоях полупроводниковой структуры. Более сильное влияние температуры на концентрацию неосновных носителей заряда, чем влияние на величину φ Т, приводит к тому, что с ростом температуры высота потенциального барьера уменьшается. При комнатной температуре для германия φ0 = 0,3÷0,5 В, а для кремния φ0 = 0,6÷0,8 В. Различие в значениях φ0 объясняется большей величиной ΔWз в кремнии и, следовательно, меньшей концентрацией неосновных носителей заряда (при одинаковой температуре и одинаковых концентрациях внесенных примесей).

Уход неосновных носителей заряда через p-n-переход из прилегающих к нему слоев, казалось бы, должен привести к уменьшению их концентрации с приближением к границе p-n-перехода. Вместе с тем концентрации неосновных носителей заряда в прилегающих к p-n-переходу слоях сохраняются на уровнях рn и пр (рис. 2.1,б), так как в условиях динамического равновесия уменьшение концентрации неосновных носителей заряда за счет их ухода через p-n-переход будет постоянно восполняться носителями того же знака за счет их диффузии из противоположных слоев.

^ Лекция 5.
Электрические процессы в p-n-переходе при наличии внешнего напряжения


Подключение к p-n-структуре внешнего напряжения (напряжения смещения) приводит к изменению условий переноса заряда через p-n-переход. Существенную роль при этом играет полярность внешнего напряжения, с которой оно прикладывается к p-n-переходу.
  1   2   3   4   5   6   7   8   9



Скачать файл (3305.5 kb.)

Поиск по сайту:  

© gendocs.ru
При копировании укажите ссылку.
обратиться к администрации
Рейтинг@Mail.ru