Модуль 2 - Біполярні транзистори (БТ).

ЗМ 2.1 - Біполярні транзистори.

Модуль 3 – Тиристори.

ЗМ 3.1 - Види тиристорів.

Модуль 4 – Польові транзистори.

ЗМ 4.1 - Види ПТ.

Модуль 5 – Гібридні силових напівпровідникових приладів (СНП).

ЗМ 5.1 - Розвиток СНП.

Модуль 6 – Фотоелектричні прилади.

ЗМ 5.1 - Прилади фотовольтаїки та світловипромінювачі.

Модуль 7 – Інтегральні схеми.

ЗМ 7.1 - Елементи аналогових та цифрових інтегральних схем.

Модуль 8 – Курсовий проект.

 

МОДУЛЬ - ПЕРЕХОДИ В ТВЕРДОМУ ТІЛІ

 

Переходи в твердому тілі

 

Питання до вхідного контролю наведені в додатку А.

 

Тема 1.

1.1.1 Розвиток ТТЕ

Електронні перетворювачі електроенергії використовують такі напівпровідникові прилади (НП):

- біполярні прилади:

діоди, тиристори (SCR, TRIAC), замикні (блоковані) тиристори (GTO, GCT, IGCT);

- польові транзистори:

з керуючим переходом (JFET, SIT), польові транзистори структури метал-оксид-напівпровідник (MOSFET);

- гібридні прилади (біполярні транзистори та тиристори із польовим управлінням):

біполярні транзистори з ізольованим затвором (IGBT), тиристор, комутований по MOS-затвору (МCТ) та інші.

 

В основі функціонування всіх вищезгаданих приладів лежать процеси в твердому тілі напівпровідника, особливістю якого є наявність двох типів носіїв (дірок та електронів), керованість рухом яких здійснюється за допомогою створюваних градієнтів концентрацій домішок та градієнту потенціалу, та гетеропереходами між матеріалами із різною роботою виходу.

Розвиток

 

1.1.2 Основи фізичних явищ у напівпровідниках

Напівпровідники бувають власними і домішковими.

Власні напівпровідники – це напівпровідники, в яких немає домішок (донорів і акцепторів). Власна концентрація n_i – концентрація носіїв заряду у власному напівпровіднику (електронів в зоні провідності n і дірок у валентній зоні p, причому n = p = n_i). При Т = 0 у власному напівпровіднику вільні носії відсутні (n = p = 0). При Т > 0 частина електронів закидається з валентної зони в зону провідності. Ці електрони і дірки можуть вільно переміщатися по енергетичних зонах. Дірка - це засіб опису колективного руху електронів в неповністю заповненій валентній зоні. Фактично, рух дірок – це рух «зв’язаних» електронів, енергії яких недостатньо для повного вивільнення, тобто вони, виходячи з одного ковалентного зв’язку, одразу попадають в новий. Отже, еЕлектрон – це частинка, дірка – це квазічастинка.

Легування – введення домішки в напівпровідник, в цьому випадку напівпровідник називається домішковим. Якщо в напівпровідник, що складається з елементів 4 групи (наприклад, кремній або германій), ввести як домішку елемент 5 групи, то отримаємо донорний напівпровідник (у нього буде електронний тип провідності), або напівпровідник n-типа. Якщо ж ввести як домішку елемент 3 групи, то вийде акцепторний напівпровідник, що володіє дірковою провідністю (р-тип).

 

а б

Рисунок - Енергетичні схеми напівпровідників: а) - n-типа; б) p-типа

Для того, щоб використовувати для опису руху електронів і дірок в напівпровідниках класичні уявлення, вводяться поняття ефективних мас електрона і дірки m_n* і m_p* відповідно. В цьому випадку рівняння механіки, будуть справедливі, якщо замість маси вільного електрона (електрона у вакуумі) m₀ в ці рівняння підставити ефективну масу електрона m_n*.

Рівноважні процеси – процеси, що відбуваються в тілах, які не піддаються зовнішнім діям. В стані термодинамічної рівноваги для даного зразка кристала при заданій температурі існує певний розподіл електронів і дірок по енергіях, а також значення їх концентрацій. Обчислення концентрацій основних і неосновних носіїв заряду складає головне завдання статистики електронів і дірок в кристалах.

Це завдання розпадається на дві частини: чисто квантово-механічну – знаходження числа можливих квантових станів електронів і статистичну – визначення фактичного розподілу електронів по цих квантових станах при термодинамічній рівновазі.

Електрони, як частки, що володіють напівцілим спином, підкоряються статистиці Фермі–Дірака. Ймовірність того, що електрон знаходитиметься в квантовому стані з енергією Е

 

. (1.1)

Тут F – електрохімічний потенціал, або рівень Фермі. З (1.1) видно, що рівень Фермі можна визначити як енергію такого квантового стану, імовірність заповнення якого дорівнює Ѕ.

Вид функції Фермі–Дірака схематично показаний на рисунку 1. При Т = 0 вона має вид розривної функції: для E < F вона дорівнює 1, а отже, всі квантові стани при E < F заповнені електронами. Для E > F функція f = 0 і відповідні квантові стани абсолютно не заповнені. При Т > 0 функція Фермі зображується безперервною кривою у вузькій області енергій, порядку декількох kT, в околиці точки E = F.

 

Рисунок 1 - Функція розподілу щільності полягань в зоні провідності N(E), функції Фермі–Дірака f і Больцмана f_Б

 

1.1.3 Концентрації носіїв та рівень Фермі в напівпровіднику

Обчислення різних статистичних величин значно спрощується, якщо рівень Фермі F лежить в забороненій зоні енергій і віддалений від краю зони провідності на 2kT та більше.

Концентрація електронів в зоні провідності дорівнює:

а концентрація дірок у валентній зоні

,

де E_V – енергія, відповідна стелі валентної зони;

E_C – енергія, відповідна дну зони провідності;

N_V, N_C – концентрації домішок, що формують відповідні рівні (акцепторної та донорної відповідно).

Отже, для розрахунку концентрацій n і p по рівняннях необхідно знати положення рівня Фермі F.

У власному напівпровіднику:

.

 

Це рівняння використовується для розрахунку p при відомому n або, навпаки, для розрахунку n при відомому р.

Для власного напівпровідника рівняння електронейтральності набуває вид p – n = 0 або p = n. Якщо ширина забороненої зони Eg напівпровідника достатньо велика (Eg набагато більше kT) і якщо ефективні маси електронів m_n і дірок m_p одного порядку, то рівень Фермі буде достатньо віддалений від країв зон:

E _C – F > 2 kT та F – E _V > 2 kT,

 

 

де через E _i = ½(E _V + E _C) позначена енергія середини забороненої зони.

У випадку m _n^* = m _p^* енергія Фермі у власному напівпровіднику знаходиться посередені забороненої зони F = (E _C + E _V)/2.

Для невиродженого напівпровідника n- типу

. (1.2)

Аналогічно для невиродженого напівпровідника p- типу

. (1.3)

З виразів (1.2 та 1.3) видно, що чим більше концентрація основних носіїв, тим ближче рівень Фермі до краю відповідної зони. Для донорного напівпровідника n₀ = N_D, тоді

 

.

Для акцепторного напівпровідника p ₀ = N _A, тоді

.

 

1.1.4 Основна система рівнянь напівпровідника

Фізичні процеси в будь якому напівпровідниковому приладі можуть бути описані системою нелінійних диференційних рівнянь в часткових похідних, де незалежними аргументами виступають просторові координати і час. Ця система в загальному вигляді має по два рівняння переносу і неперервності електронів та дірок та чотири рівняння Максвела і описує поведінку носіїв заряду у просторі та в часі. При побудові цих рівнянь досить часто нехтують анізотропією й неоднорідністю кристалу напівпровідника та впливом магнітної складової електромагнітного поля.

Струм носіїв заряду визначається їх дифузією і дрейфом в електричному полі. Рівняння для густини струмів електронів і дірок містить дві складові – дрейфову (перший член) і дифузійну (другий член):

; (1.4)

,

 

де q=1,602* [Кл] – елементарний заряд;

n, p – концентрація електронів і дірок відповідно;

– рухливість електронів і дірок відповідно;

– коефіцієнт дифузії електронів і дірок відповідно;

– вектор напруженості електричного поля в декартовій системі координат:

 

,

 

де – складові вектора напруженості електричного поля по осям x, y, z;

– одиничні орти, співпадаючі по напрямку з осями x, y, z.

Для невиродженого напівпровідника (у кремнії при концентрації носіїв заряду менше концентрації виродження ) коефіцієнт дифузії пов'язаний з рухливістю носіїв заряду співвідношенням Ейнштейна

 

;

;

 

де – постійна Больцмана;

Т – абсолютна температура, К;

– температурний потенціал, становить 0,0258 В при 300 К.

Величина зв’язана з потенціалом φ співвідношенням ,

де градієнт концентрації електронів

 

 

Аналогічним чином записується вираз для градієнту концентрації дірок.

Як бачимо, рух носіїв заряду може відбуватися під впливом градієнта потенціалу (дрейфовий струм), або градієнта концентрації (дифузійний струм).

Рівняння неперервності для електронів має вид

 

(1.5)

 

Це рівняння описує збереження загальної кількості електронів і пов'язує зміну концентрації електронів n у деякому заданому елементарному об’ємі у часі (права частина рівняння) зі зміною n у цьому об’ємі за рахунок протікання струму електронів (перший член лівої частини), а також за рахунок генерації , або рекомбінації електронів.

Величина називається темпом (швидкістю) рекомбінації електронів і визначається зменшенням концентрації електронів в елементарному об’ємі за одиницю часу в наслідок рекомбінації. Темп генерації визначається збільшенням концентрації електронів за рахунок теплового, ударного, оптичного та інших механізмів генерації, тому в стані термодинамічної рівноваги . Якщо відсутня ударна і оптична генерації, то генерація електронів можлива тільки за рахунок теплової енергії. У цьому випадку можна говорити про результуючий ефект генерації - рекомбінації, ввівши позначення .

Аналогічно записується рівняння неперевності для дірок:

(1.6)

Дивергенція векторної величини визначається виразом

Вищезгадані рівняння складають фундаментальну систему рівнянь (ФСР) напівпровідника [1], отриману на рівні твердого тіла, яка використовуються для аналізу струмів p-n переходу. Варіант ФСР для одновимірного наближення наведений нижче:

 

;

;

;

;

,

 

де J - щільність струму;

q - елементарний заряд;

μ - рухливість носіїв;

E - напруженість електричного поля;

D - коефіцієнт дифузії;

n і p - концентрація електронів і дірок відповідно;

τ - час життя носіїв заряду;

ε_r - відносна діелектрична проникність;

ε₀ - електрична постійна;

N - концентрація домішок (D - донорна, A - акцепторна).

 

Як бачимо, ФСР складається з двох рівнянь переносу (для дірок та електронів), двох рівнянь безперевності та рівняння Пуассона. Перенос здійснюється двома шляхами: дрейфом та дифузією. З рівняння Пуассона видно, що зміна напруженості поля в просторі твердого тіла залежить від концентрації вільних носіїв та домішок.

Для отримання оптимальних параметрів проектованого напівпровдникового приладу використовуються програми багатовимірного моделювання. В них, на основі ФСР формується багатовимірна модель (до ФСР додаються граничні та початкові умови), отримані системи рівнянь розв’язуються методами кінцевих різностей, або кінцевих елементів, що дозволяє побудувати статичні характеристики (залежності щільностей струмів від напруженості поля), оцінити їх та прийняти рішення щодо оптимальних профілей легування та топології твердотільного приладу, тобто визначити його фізико-топологічні параметри, при яких зовнішні характеристики та параметри приладу є найкращими.

ЗАДАЧІ

1.

Розрахувати положення рівня Фермі відносно середини забороненої зони у власному напівпровіднику Si (кремній) при температурі Т=300 К. Ефективні щільності станів у зоні провідності та валентній зоні прийняти як

Nc=2,8·10¹⁹см^-3 та Nv=1,02·10¹⁹ см^-3 відповідно.

 

РІШЕННЯ:

Розрахунок положення рівня Фермі відносно середини забороненої зони:

.

Відомо, що постійна Больцмана k=1,38·10^-23 Дж/К.

Тоді,

эВ.

2.

Визначити імовірність заповнення електронами енергетичного рівня у власному напівпровіднику з енергією, яка перевищує енергію рівня Фермі при температурі T=300 К на эВ.

РІШЕННЯ:

Ймовірність заповнення електронами енергетичного рівня:

Відомо, що постійна Больцмана k=1,38·10^-23 Дж/К.

Тоді,

 

3.

Чому дорівнює власна концентрація вільних носіїв заряду у матеріалі Ge (германій) при температурі Т=300 К. Ефективні щільності станів у зоні провідності та валентній зоні прийняти як Nc=1,04·10¹⁹ см^-3та Nv=6,11·10¹⁸ см^-3відповідно. Ширину забороненої зони матеріалу Ge (германій)прийняти постійною та рівною Wз=0,66 эВ.

РІШЕННЯ:

Власна концентрація вільних носіїв заряду:

.

Відомо, що постійна Больцмана k=1,38·10^-23 Дж/К.

Тоді, .

4.

Чому дорівнює власна концентрація вільних носіїв заряду у матеріалі Si (кремній) при температурі Т=300 К. Ефективні щільності станів у зоні провідності та валентній зоні прийняти як Nc=2,8·10¹⁹см^-3 та Nv=1,02·10¹⁹ см^-3 відповідно. Ширину забороненої зони матеріалу Si (кремній) прийняти постійною та рівною Wз=1,12 эВ.

РІШЕННЯ:

Власна концентрація вільних носіїв заряду:

.

Відомо, що постійна Больцмана k=1,38·10^-23 Дж/К.

Тоді,

 

5.

Знайти концентрації вільних електронів n і дірок p в напівпровіднику, що легований одночасно донорами N_D й акцепторами N_A. Вважати, що всі домішки іонізовані, та

N_D = N_A >> n_i ², при N_D = 10¹⁶см^-3; N_A = 10¹⁵ см^-3.

РІШЕННЯ:

В рівноважному стані справедливим є закон діючих мас:

n p =n_i ².

Умова локальної електронейтральності має вид:

N_D + p = N_A + n.

Звідси знаходимо:

;

.

При N_D ‑ N_A >> n_i:

n @ N_D ‑ N_A = 0.9´10¹⁶ см^-3 @ N_D;

p @ n_i ²/ N_D @ (10¹⁰)²/10¹⁶ = 10⁴ см^-3.

 

6.

Матеріал Si (кремній) легований донорною домішкою до концентрації N_d=10¹⁸ см^-3. Вважаючи, що домішка повністю іонізована, знайти концентрацію основних та неосновних носіїв заряду при Т=300 К. Концентрацію власних носіїв заряду в матеріалі Si (кремній)прийняти рівною n_i=1,6·10¹⁰ см^-3.

РІШЕННЯ:

Концентрація основних та неосновних носіїв заряду:

.

Отже, , а .

 

7.

Показати, що співвідношення між дрейфовою швидкістю і електричним полем із постійною рухомістю m еквівалентно закону Ома. Отримати вирази для питомого та повного опору.

РІШЕННЯ:

Дрейфова швидкість v_d = m E носіїв з концентрацією N і зарядом q >0 призводить до щільності струму

J = q v_d N= q m N E.

Повний струм через однородній зразок довжиною L та площею перерізу A при різниці потенціалів V (E=V/L) дорівнює

I=q (A/L) m N V.

Звідси повний опір:

R= (L/A)(q m N)^-1,

питомий опір: r= 1/(q m N).

 

8.

Знайти питомий опір матеріалу Si (кремній),легованого домішкою N_D=10¹⁶ см^-3 при Т=300 К.

Рухливість електронів при заданій температурі см^-2В^-1 с^-.

РІШЕННЯ:

Питомий опір матеріалу з легованою домішкою N_D

Ом·см.

 

9.

Знайти питомий опір матеріалу GaAs (арсенід галію)з легованою домішкою N_А=10¹⁶ см^-3 при Т=300 К. Рухливість електронів при заданій температурі дорівнює см^-2В^-1 с^-1.

 

РІШЕННЯ:

Питомий опір матеріалу, легованого домішкою концентрації N_А

Ом·см.

 

10.

Розрахувати концентрацію домішок в базі діода , якщо при та концентрації домішок в емітері , контактна різниця потенціалів .

РІШЕННЯ.

Контактна різниця потенціалів ,

де тепловий потенціал

концентрація носіїв у “власному” напівпровіднику

Розрахуємо : .

Перепишемо формулу для у вигляді:

Підставимо данні, отримаємо:

 

Контрольні питання

1. Історія розвитку ТТЕ.

2. Класифікація приладів ТТЕ.

3. Матеріали для ТТЕ.

4. Технології для ТТЕ.

5. Власні і домішкові напівпровідники.

6. Енергетичні діаграми напівпровідників.

7. Рівень Фермі.

8. Фундаментальна система рівнянь фізики напівпровідникових приладів.

9. Припущення та спрощення при формуванні ФСР.

10. Цілі багатовимірного моделювання.

 

Питання до самостійної роботи

1. Нерівноважний стан напівпровідника.

2. Час життя неосновних носіїв заряду.

3. Розподіл концентрації нерівноважних носіїв заряду.

4. Дифузія і дрейф, генерація та рекомбінація.

5. Застосування законів симетрії в ТТЕ.

6. Функції Фермі–Дірака f і Больцмана f_Б.

7. Контактна різниця потенціалу.

8. Поясніть рівняння переносу.

9. Поясніть рівняння неперевності.

10. Повний та питомий опір напівпровідника.

 

ТЕСТИ

1. Які носії заряду в напівпровіднику?

а) дірки та електрони;

б) електрони;

в) зв’язані електрони;

г) іони та електрони;

д) електрони та кванти світла;

 

2. Що називають дрейфом носіїв заряду?:

а) спрямований рух носіїв заряду в електричному полі;

б) хаотичний тепловий рух носіїв заряду;

в) переміщення електронів в зону провідності;

г) переміщення електронів у валентну зону;

д) рух носіїв заряду під дією градієнту концентрації

 

3. Що таке дифузія носіїв заряду?

а) хаотичний тепловий рух носіїв заряду;

б) переміщення електронів під дією градієнту потенціалу;

в) переміщення електронів у валентну зону;

г) зворотній струм p-n переходу;

д) рух носіїв заряду під дією градієнту концентрації

 

4. Як змінюється чисельність носіїв заряду при введенні у напівпровідник домішок атомів третьої групи таблиці Менделєєва?

а) у напівпровіднику збільшується чисельність електронів;

б) у напівпровіднику збільшується чисельність дірок;

в) чисельність носіїв не змінюється;

г) відбувається збільшення чисельності як дірок, так і електронів.

д) у напівпровіднику зменшується чисельність електронів.

 

5. Як зміниться висота потенційного бар’єру, якщо підвищити концентрацію домішок з обох сторін p-n переходу?

а) підвищиться;

б) зменшиться;

в) не зміниться, якщо підвищити пропорційно;

г) концентрація не впливає на потенційний барєр

д) трохи зміщений до зони провідності.

 

6. Як впливає підвищення температури на висоту потенційного бар’єру?

а) підвищує;

б) зменшує внаслідок зростання чисельності неосновних носіїв;

в) не зміниться;

г) збільшує через зростання теплового потенціалу

д) фактори впливу температури на тепловий потенціал та концентрацію носіїв компенсують одне одного.

 

7. Де розташований енергетичний рівень Фермі у зонній діаграмі власного напівпровідника?

а) посередині забороненої зони;

б) трохи зміщений до валентної зони;

в) сильно зміщений до валентної зони;

г) сильно зміщений до зони провідності

д) трохи зміщений до зони провідності.

 

8. Який контакт називається бар’єром Шотткі?

а) контакт метал – напівпровідник з плоскими енергетичними зонами в напівпровіднику;

б) контакт метал – напівпровідник з збагаченим основними носіями приповерхневим шаром напівпровідника;

в) контакт метал – напівпровідник з збідненим основними носіями приповерхневим шаром напівпровідника;

г) контакт напівпровідників p - i - n типу;

д) контакт напівпровідників n+ - n типу.

 

9. Для чого в приконтактному шарі збільшують концентрацію носіїв?

а) для утворення контакту метал – напівпровідник з пласкими енергетичними зонами;

б) для підвищення провідності;

в) для виключення бар’єру Шотткі;

г) для утворення напівпровідників p - i - n типу;

д) для зменшення втрат;

 

10. Який вид пробою p-n переходу призводить до незворотних наслідків?

а) тунельний;

б) тепловий;

в) прямий;

г) лавинний;

д) регенеративного характеру.

 

 

Тема 2

1.1.5 Види та фізика переходів в ТТЕ

В будь-якому напівпровідниковому приладі існує декілька переходів між матеріалами із різними властивостями, якщо розрізняються лише концентрації носіїв (наприклад, перехід n-n⁺), він носить назву гомопереходу. Переходи між металами та напівпровідниками (контакти Шотткі та омічні контакти [Степаненко]), напівпровідниками та діелектриком (в МДП – структурах), напівпровідниками різного типу провідності (p-n) – це гетеропереходи. В основному властивості приладів залежать від процесів в гетеропереходах, як правило, вони мають асиметричні статичні характеристики та випрямні властивості.

 

1.1.5.1 Перехід (бар’єр) Шотткі

При контакті напівпровідника n - типу провідності з металом, який мають роботу виходу більшу, порівняно із напівпровідником (Фм > Фп), метал заряджається негативно, а напівпровідник - позитивно, оскільки електронам легше перейти з напівпровідника в метал. Умови виникнення термоелектронної емісії з поверхні будь-якого твердого тіла визначається рівнянням Річардсона:

,

де А - константа Річардсона;

Ф - робота виходу електронів, яка знаходиться як різниця між мінімальною енергією, яку необхідно надати електрону для його видалення з твердого тіла та рівнем Фермі.

Внаслідок встановлення рівноваги між металом і напівпровідником виникає контактна різниця потенціалів, що дорівнює:

 

φк = (Фм - Фп)/е,

 

де е - заряд електрона. Рисунок – ВАХ бар’єра Шотткі

 

При контакті напівпровідника р - типу провідності з металом, при Фм<Фп, метал заряджається позитивно, а напівпровідник - негативно). В напівпровіднику n - типу енергетичні зони в приконтактному шарі згинаються вгору, а в напівпровіднику p - типу – вниз. ВАХ бар’єра Шотткі має несиметричний вигляд: в області прямих зміщень струм експоненційно зростає з ростом напруги; в області зворотних зміщень струм не залежить від напруги. В обидва випадках струм обумовлений основними носіями зарядів (електронами), тому прилади на основі бар’єра Шотткі швидкодіючі (в них відсутні рекомбінаційні процеси).

Переваги бар’єра Шотткі: простота варіювання контактної різниці без змін властивостей напівпровідника за рахунок вибору певного металу; малий рівень шумів; можливість отримання малих значень теплового опору, технологічна простота та принципова сумісність властивостей методів виробництва з технологією інтегральних схем (ІС).

1.1.5.2 Процеси у p-n переході в стані рівноваги

У p- області, створеної легуванням кремнію акцепторними домішками, утворюється багато дірок, бо тривалентні акцепторні атоми захвачують у атомів кремнію електрони щоб утворити з сусідніми атомами кремнію стабільний ковалентний зв'язок; акцепторний атом з додатковим електроном утворює жорстко зв’язаний з кристалічною решіткою негативний іон, а атом кремнію без електрону має позитивний заряд та утворює так звану дірку. Цей іонізований атом кремнію теж може захватити електрон у сусіднього атома кремнію, перетворюючись у нейтральний атом та перетворюючи сусідній атом у дірку. Таким чином, дірки доволі вільно можуть пересуватись у р- області, а під дією електричного поля ведуть себе як позитивні носії заряду. Так як концентрація дірок у р- області, де вони є основними носіями заряду (p_p), на багато порядків перевищує їх концентрацію у п- області, де вони є неосновними носіями заряду (p_n), то утворюється дифузійний струм дірок j_pd, направлений з р- області у п- область. При цьому відхід з р- області позитивних дірок приводить до утворення негативно зарядженого шару товщиною w_p, бо негативний заряд іонів акцепторних домішок не компенсується зарядом дірок, рисунок 1.1.

Рисунок 2.1 - Електроно-дірковий перехід:

а – ОПЗ; б – розподіл концентрації; в – потенційний бар’єр

 

У п- області, яка складається з кремнію легованого атомами фосфору, створюється багато доволі вільних електронів, бо у п’ятивалентного атому фосфору тільки чотири електрони задіяні ковалентним зв’язком з чотирма сусідніми атомами кремнію, а п’ятий електрон слабо зв’язаний зі своїм атомом і навіть слабкі коливання кристалічної решітки можуть перевести його у зону провідності (при температурі 200 К та вище) і під дією електричного поля буде вести себе як негативний носій заряду.

Оскільки концентрація електронів у п- області, де вони є основними носіями заряду (n_n), на багато порядків перевищує їх концентрацію у р - області (n_p), де вони є неосновними носіями заряду, то утворюється дифузійний струм електронів, направлений з п- області у р- область. При цьому відхід з п- області електронів приводить до утворення позитивно зарядженого шару товщиною w_n, бо позитивний заряд іонів донорних домішок не компенсується зарядом електронів. В наслідок цього, між нейтральними p- та n- областями напівпровідника утворюється область просторового заряду (ОПЗ) товщиною w_p + w_n.

Фіксовані у перехідній області р-п переходу заряди акцепторних та донорних домішок, що не скомпенсовані дірками та електронами, утворюють дипольний шар з електричним полем, що направлено від п- до р- області, рисунок 1.1, а. Таким чином, на границі областей утворяться два шари протилежних за знаком зарядів, що не перевищує десятих часток мікрометра. Просторові заряди в переході утворять електричне поле, спрямоване від позитивно заряджених донорів до негативно заряджених акцепторів. Між p- і n- областями встановлюється різниця потенціалів, називана контактною, на рисунку 2.1. в показаний розподіл потенціалу уздовж структури p-n- переходу. Стрибок потенціалу (потенційний бар’єр), достатній до того, щоб затримати вільну дифузію основних носіїв заряду (дірок р- області та електронів п- області). Це ж поле захвачує неосновні носії заряду (електрони з р- області та дірки з п- області) та перекидає їх через р-п перехід (дірки у р- область, електрони у п- область), утворюючи дрейфовий струм j_pf та j_nf. По суті, фізично, об’єм цієї перехідної області з її дипольним шаром просторових зарядів, електричним полем та потенційним бар’єром і є те, що називають р-п переходом.

Продифундувати через p-n- перехід можуть тільки ті носії, енергія яких достатня, щоб подолати потенційний бар'єр. Так, електрони р- області, виконуючи тепловий хаотичний рух, наближаються до границі двох середовищ, де їх захоплює електричне поле, створене контактною напругою, і вони переходять в n- область. Те ж трапляється з дірками в n- області, які, виконуючи тепловий рух, наближаються до границі двох середовищ, захоплюються полем і переходять у р- область.

В стані рівноваги (при відсутності зовнішнього зміщення) підсумковий дифузійний струм електронів та дірок дорівнює дрейфовому струму електронів та дірок, а оскільки вони протікають у протилежних напрямках, то загальний струм через р-п перехід дорівнює нулю, рисунок 2.1, б.

Струм, створений неосновними носіями, називається тепловим і складається із двох складових: електронної I_0n і діркової I_0p. Оскільки неосновних носіїв мало, то й струм, утворений ними, малий. Цей струм не залежить від напруги на p-n- переході, тобто є струмом насичення I_S – струмом неосновних носіїв.

За напрямком тепловий струм протилежний току дифузії, тому загальний струм p-n- переходу

 

 

У рівноважному стані (розімкнутому або короткозамкненому p-n- переході) струм дифузії дорівнює по абсолютній величині тепловому струму:

 

1.1.5.2 Пряме та зворотне включення p-n-переходу

Вивід, з’єднаний з р- областю структури діоду, називається анодним виводом діода (А), а вивід, з’єднаний з n - областю структури, називається катодним виводом діода (К).

В залежності від полярності прикладеної до зовнішніх виводів діоду напруги, він може знаходиться в одному з двох стійких станів: непровідному стані (р-n перехід зміщений у зворотному напрямку) та провідному стані (р-п перехід зміщений у прямому напрямку), при умові, що значення прикладеної напруги та протікаючого струму будуть знаходиться у допустимих межах. При зміні полярності напруги, що прикладена до зовнішніх виводів, діод може знаходиться у динамічному стані вимикання (зміщення р-n переходу змінюється з прямого на зворотне) та у динамічному стані вмикання (зміщення р- n переходу змінюється з зворотного на пряме).

Пряме та зворотне включення діоду наведено на рисунку 2.2.

Рисунок 2.2 - Схеми прямого та зворотного включення діоду

 

При зворотному включенні p-n-переходу (діоду на основі p-n-переходу) джерело підключається так, щоб поле, створюване зовнішньою напругою, збігалося з полем p-n-переходу. У цьому випадку поля підсумуються, потенційний бар'єр між р- і n-областю зростає:

U= φ_к +U_зовн,

де φ_к – контактна різниця потенціалів;

U_зовн – зовнішня напруга.

Якщо до р-n переходу прикласти зворотну напругу (плюс – до п- області, мінус – до р- області), то потенційний бар’єр збільшиться Δφ_к і дрейфовий струм в напрямку р- області стане більшим, ніж дифузійний струм у зворотному напрямку. Такий вплив на p-n-перехід називається зворотним зсувом. Кількість основних носіїв, здатних перебороти дію результуючого поля, зменшується. Відповідно зменшується й струм дифузії. Під дією електричного поля, створюваного джерелом U_зовн основні носії будуть відтягуватися від приконтактних шарів углиб напівпровідника. У результаті ширина замикаючого шару ОПЗ збільшується в порівнянні з його шириною в рівноважному стані. По мірі збільшення зовнішньої напруги залишається усе менше рухливих носіїв, здатних перебороти зростаюче гальмуюче електричне поле, і тому дифузійний струм через перехід зі збільшенням зворотної напруги швидко прагне до нуля.

Повний струм через перехід дорівнює різниці дифузійного й теплового струмів. Тепловий струм утворюється неосновними носіями заряду, залежить від концентрації неосновних носіїв в n- і р-областях і не залежить від напруги, прикладеної до p-n-переходу.

Динамічні характеристики при замиканні діоду (переходу), тобто швидкість відновлення запірної властивості визначає дифузійна ємність, яка розряджається шляхом розсисання, зокрема рекомбінативним чином, накопиченого заряду в базі діода та бар’єрна ємність, яка перезаряджається. При прямому зміщенні бар’єрна ємність шунтується малим опором відкритого переходу.