Раздел №1. Элементная база современных электронных устройств.

Полупроводники материалы: собственные полупроводники (п/п); п/п p– и n–типов на основе германия и кремния; п/п на основе карбида кремния. Электронно-дырочный p-n переход. Полупроводниковые диоды: выпрямительные диоды; диоды Шоттки; светодиоды; стабилитроны. Биполярные и полевые транзисторы. Тиристоры и симисторы. Оптроны.

Самостоятельное изучение: п/п на основе карбида кремния; диоды Шоттки; светодиоды; стабилитроны; фотодиоды; п/п резисторы(позисторы и термисторы).

Лекция 1. Полупроводниковые материалы. Электронно-дырочный

p-n переход. Полупроводниковые диоды: выпрямительные диоды; диоды Шоттки

 

1.1. Элементы зонной теории твердого тела.

Согласно зонной теории твердого тела, уровни энергий электронов расщепляются в зоны. Зоны представляют собой набор возможных уровней энергий. Эти уровни дискретны и расстояния между ними кратны hn, где h = 6,63 × 10 ^-34 Дж/с - постоянная Планка, n - частота электромагнитного излучения.

При переходе электрона с высшего энергетического уровня на низший выделяется квант энергии Е₂ - Е₁ = hn. Для перехода электрона с низшего энергетического уровня на высший ему надо извне сообщить квант энергии hn.

У кристаллических веществ уровни энергии внешних электронов расщепляются на две зоны: в валентную зону (валентные электроны) и в зону проводимости (свободные электроны). Число энергетических уровней в каждой зоне велико и примерно равно числу атомов в единице объема (10²³ см^-3).

 

 

 

 

На рис.1.1 изображена энергетическая диаграмма кристаллического вещества. На этой диаграмме Е_v – «потолок» валентной зоны, Е_с - «дно» зоны проводимости, Е₀ - уровень энергии электронов в вакууме (работа выхода электронов), Е_g - ширина запрещенной зоны, Е_Д и Е_А - уровни энергии электронов атомов доноров и акцепторов, Е_ф – уровень Ферми (средняя энергия электронов в кристалле, вероятность заполнения уровня которой равна 0,5). Между валентной зоной и зоной проводимости расположена запрещенная зона, в которой не могут находиться энергетические уровни электронов.

Ширина запрещенной зоны Е_g равна энергии, которую необходимо сообщить электрону, чтобы он стал свободным, то есть перешел из валентной зоны в зону проводимости: Е_g = E_c - E_v.

В металлах запрещенная зона практически отсутствует, и энергетические уровни зоны проводимости и валентной зоны смыкаются. Уровень Ферми Е_ф лежит где-то посередине. Поэтому при нормальной температуре в металлах большое число электронов имеют энергию, достаточную для перехода из валентной зоны в зону проводимости. Практически каждый атом металла отдает в зону проводимости не менее одного электрона. Число электронов проводимости в металлах не меньше числа атомов.

У диэлектриков ширина запрещенной зоны составляет несколько эВ. Поэтому при нормальной температуре у диэлектриков в зоне проводимости имеется очень незначительное число электронов, в следствие чего диэлектрики обладают ничтожно малой проводимостью.

У полупроводников зонная диаграмма похожа на зонную диаграмму диэлектриков, но ширина запрещенной зоны меньше, чем у диэлектриков и составляет около одного эВ. Поэтому при низких температурах полупроводники обладают малой проводимостью, но уже при нормальной температуре значительное число электронов переходит из валентной зоны в зону проводимости.

Ширина запрещенной зоны E_g - один из основных параметров материала полупроводника. Ширина и структура зон определяют все свойства полупроводников. Другой способ изображения зон - так называемая зонная диаграмма, представляющая зависимость энергии электронов от волнового числа k, которое связанно с импульсом электрона: p = hk/2π.

 

 

Импульс электрона можно найти через эффективную массу и энергию электрона:

p = E² /2m,

 

откуда E² = k (hm/π).

 

 

На рис. 1.2 показаны зонные диаграммы кремния и германия (а) и арсенида галлия (б). Зонные диаграммы Si и GaAs отличаются тем, что у GaAs максимум валентной зоны и минимум зоны проводимости соответствуют К = 0. Такие полупроводники называются прямозонными. У Si экстремумы зон не совпадают и соответствуют разным значениям волнового числа. Такие полупроводники называются непрямозонными.

 

1.2. Полупроводники p- и n- типов

 

В качестве полупроводников наиболее широко применяются кристаллический кремний или германий (собственные полупроводники); ширина запрещенной зоны у них соответственно составляет 1,1 эВ и 0,72 эВ. Полупроводник имеет кристаллическую решетку в виде тетраэдра. Плоскостное изображение различных типов полупроводников показано на рис. 1.3.

В узлах кристаллической решетки полупроводника i-типа находятся четырехвалентные ионы кремния или германия (см. рис. 1.3,а). Внешние орбитальные электроны образуют ковалентные связи.

В полупроводниках существуют носители зарядов двух типов - электроны и дырки. Дырка – это отсутствие электрона. Дырка – это квазичастица, то есть не реальная частица,

а оборванная ковалентная связь после отрыва электрона от атома. Заряд дырки положителен и равен по величине заряду электрона.

Под воздействием внешних факторов (температура, свет, ионизирующие излучения и т.д.) в собственном полупроводнике (i-типа) возможен разрыв отдельных ковалентных связей с образованием пар носителей заряда электрон-дырка. Электрон переходит в зону проводимости (если его энергия больше ширины запрещенной зоны), где он становится свободным электроном (электроном проводимости). Находясь в валентной зоне, дырка тоже может перемещаться, однако ее подвижность в два - три раза меньше подвижности свободного электрона, так как дырка последовательно перемещается от одного атома к другому. Перемещение дырок по физической сути является перемещением электронов в валентной зоне: электрон соседнего атома восстанавливает ковалентную связь, образуя дырку.

Процесс образования пар носителей заряда (НЗ) под воздействием внешних факторов называется генерацией НЗ.

При встрече электрона с дыркой восстанавливается ковалентная связь – носители заряда рекомбинируют. При этом выделяется энергия. Рекомбинация электронов и дырок может быть безизлучательной и излучательной. Излучательная рекомбинация НЗ возможна в прямозонных полупроводниках (см. рис. 1.2,б). Она сопровождается испусканием квантов света и используется для создания полупроводниковых светодиодов. При безизлучательной рекомбинации энергия передается кристаллической решетке полупроводника.

Если в полупроводник ввести атомы примесей, то они будут находиться в особых состояниях. Дискретные энергетические уровни электронов примесей при малых концентрациях лежат внутри запрещенной зоны (см. рис. 1.1). Если в полупроводник ввести донорную примесь (в 4-валентный Si или Ge ввести 5-валентный As или Sb), то при ионизации донорного атома один электрон переходит с донорного уровня Ед в зону проводимости. Разность энергий DЕ_Д = Е_С – Е_Д называется энергией ионизации донора. Так как DЕ_Д << Е_Д, то при невысоких температурах число свободных электронов, возникающих вследствие ионизации доноров, превышает число носителей заряда, возникающих вследствие тепловой генерации из атомов полупроводника. В таком полупроводнике электроны называются основными носителями зарядов, а полупроводник электронным или n-типа (см. рис. 1.3,б) от латинского Negativus – отрицательный.

Донорными примесями могут быть химические элементы V и VI групп: V группа - P, As, Sb; VI группа - S, Se, Te.

Если в полупроводник ввести акцепторную примесь (в 4-валентный Si или Ge ввести 3-валентный В, Al, или In), то в таком полупроводнике будет преобладать дырочная проводимость – основные носители заряда - дырки. Такой полупроводник называется дырочным или p-типа (см. рис. 1.3,в) от латинского Posetivus – положительный. Энергия ионизации акцепторов DЕ_А = Е_А – Е_V. Переход электронов из валентной зоны на акцепторные уровни приводит к появлению в валентной зоне дырочной проводимости.

Акцепторные примеси - это элементы II и III труппы: II группа - Zn, Cd, Hg; III группа - B, Al, Ga, In.

Помимо основных носителей зарядов в примесных полупроводниках за счет воздействия внешних факторов генерируются пары носителей зарядов как и в собственных полупроводниках (i–типа). При этом электроны в полупроводниках р-типа и дырки в полупроводниках n-типа и являются неосновными носителями зарядов (ННЗ), так как их концентрация во много раз меньше концентрации ОНЗ. Если обозначить:

n_n, p_p - концентрации основных носителей зарядов (ОНЗ);

n_p, p_n - концентрации неосновных носителей зарядов (ННЗ);

то n_n × p_n = n_p × p_p = n²_i - величина постоянная для каждого полупроводника и зависит от температуры.

 

1.3. Полупроводниковый p-n–переход

Полупроводниковый p-n–переход образуется на границе раздела полупроводников p- и n–типов (рис. 1.4). Такая двухслойная p-n структура получается путем введения в один из слоев монокристалла кремния (германия) акцепторной примеси, а в другой – донорной примеси.

 

 

При этом при комнатной температуре атомы акцепторов и доноров можно считать полностью ионизированными, т.е. акцепторные атомы присоединяют к себе электроны, превращаясь в отрицательные ионы примеси, создавая при этом дырки, а донорные атомы отдают свои электроны, которые становятся свободными, превращаясь при этом в положительные ионы примеси. Кроме основных носителей зарядов в каждом из слоев имеются неосновные носители зарядов, создаваемые путем перехода электронов основного полупроводника из валентной зоны в зону проводимости. На практике распространение получили p-n структуры с неодинаковой концентрацией внесенных акцепторной N _А и донорной N _Д примесей, т.е. неодинаковой концентрацией основных носителей заряда в слоях p _p ≈N_A и n _n ≈ N _Д . Типичными являются структуры с

N _А >> N _Д (p _p >> n _n ). На рис.1.4, б на примере германия показано распределение концентрации носителей заряда для таких структур, где приняты p _p = 10¹⁸ см ^-3 , n _n = 10¹⁵см^-3 . Концентрация собственных носителей заряда в германии при комнатной температуре n _i = 2,5 10¹³ см ^-3. Концентрация неосновных носителей заряда значительно меньше концентрации основных и составляет n _р = 10⁹ см ^-3 , p _n = 10¹² см ^-3 . В p-n структуре на границе раздела слоёв из-за разности концентраций возникает диффузионное движение основных носителей заряда во встречном направлении. 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 диффузии и рекомбинации, в обеих приграничных областях концентрации основных носителей заряда снижаются.

Важнейшим следствием диффузионного движения носителей заряда через границу раздела полупроводников является появление в приграничных областях объемных зарядов, создаваемых ионами атомов примесей. Так в р-слое создается нескомпенсированный отрицательный объемный заряд за счет оставшихся отрицательных ионов акцепторных атомов примеси. В n-слое - нескомпенсированный положительный объемный заряд, создаваемый положительными ионами донорных атомов примеси. Толщина слоя объемного заряда L ₀ составляет доли микрометров. Этот слой ввиду отсутствия носителей заряда имеет очень высокое сопротивление (r = 10 ⁹…10¹⁰ Ом). Поэтому его еще называют запирающим слоем. Область объемного заряда называется p-n-переходом.

В виду наличия объемного заряда в p-n переходе создаются внутреннее электрическое поле Е(x) и контактная разность потенциалов φ_к(x). Внутреннее электрическое поле с потенциальным барьером φ ₀ (рис 1.4, в) создает тормозящее действие для основных носителей заряда, что приводит к снижению плотности диффузионного тока J _ДИФ. В тоже время оно является ускоряющим для несновных носителей, создающих встречный дрейфовый ток с плотностью J _ДР через p-n переход. Эти два тока уравнивают друг друга и результирующий ток через p-n переход равен нулю. Величина потенциального барьера (контактная разность потенциалов) составляет при комнатной температуре для германия

φ ₀ = 0,3 …0,5 В, а для кремния φ ₀ = 0,6 …0,8 В.

j _к = j _n - j_p = j_т ,

 

где - тепловой (термический) потенциал: при комнатной

температуре (Т = 290 К; j _т = 0,025 В;

k = 1,380662 · 10^-23Дж/К - постоянная Больцмана;

е = 1,6021892 ·10^-19Кл - заряд электрона;

Т - температура;

n_n × p_p - концентрации основных носителей заряда в n- и р-областях соответственно;

n_i - концентрация носителей заряда в собственном полупроводнике.

Подключение к полупроводниковой структуре внешнего напряжения U_А приводит к изменению условий переноса зарядов через p-n переход. Внешнее напряжение может быть подключено в прямом (плюсом источника к выводу р-области и минусом к n-области) и обратном направлении (плюсом источника к выводу n -области и минусом к p-области). В случае прямого подключения источника, создаваемое им электрическое поле направлено встречно внутреннему полю в переходе, что приводит к уменьшению результирующего поля в p-n переходе и снижению величины объемного заряда (поскольку объемному заряду в p-n переходе будет отвечать результирующее напряжение φ ₀ – U _A, меньшее, чем в отсутствии внешнего источника). Это приведет к увеличению диффузионного тока при неизменном дрейфовом токе. Плотность результирующего прямого тока через p-n переход

. (1.1)

С повышением внешнего напряжения диффузионный ток будет возрастать, так как потенциальный барьер будет уменьшаться, и все большее число основных носителей заряда будет способно преодолеть p-n переход. Прямой ток I _A равен произведению плотности тока J _A через p-n переход на площадь его сечения S.

При подключении к p-n переходу источника внешнего напряжения в обратном направлении U_B, создаваемое им электрическое поле будет направлено согласно с внутреннем полем p-n перехода. Это приведет к возрастанию потенциального барьера, который станет равным φ ₀ + U _В. Вследствие этого увеличится объемный заряд в p-n переходе и его ширина, что затруднит прохождение основных носителей заряда. Произойдет снижение диффузионного тока при практически неизменном значении дрейфового тока. Однако теперь он будет превышать диффузионный ток. Через диод будет протекать ток в обратном направлении (обратный ток)

. (1.2)

Поведение диода описывается вольт-амперной характеристикой (ВАХ), приведенной на рис. 1.5.

Вольт-амперная характеристика может быть записана в аналитической форме:

I_A = I_S (e ^{U/ φ}_T - 1), (1.3)

 

где I _S = S J _ДР - ток насыщения (тепловой ток), создаваемый неосновными носителями заряда; φ _т – тепловой потенциал. При U = 0, согласно выражения (1.3), I _A = 0. При приложении прямого напряжения (U = U _A > 0) единицей можно пренебречь и зависимость I _A = f (U _A) будет иметь экспоненциальный характер. В случае обратного напряжения (U = U _B < 0) можно не учитывать экспоненту и тогда I _A = I _B = - I _S .

При повышении прямого напряжения потенциальный барьер p-n перехода настолько снижается, что перестает влиять на прямой ток и ток будет линейно зависеть от напряжения. Этот участок прямой ветви ВАХ называется омическим и описывается приближенно уравнением

, (1.4)

где U₀ – напряжение отсечки, равное отрезку, отсекаемому на оси напряжений линейной частью характеристики; - дифференциальное сопротивление, характеризующее наклон линейной части характеристики.

Обратная ветвь ВАХ

В кривой обратного тока на участке 0-1 возрастание I_B при увеличении обратного напряжения обусловлено эффектами генерации и лавинообразного размножения носителей заряда в объеме p-n перехода (при большом U_обр электроны приобретают большую скорость и выбивают из атомов кристаллической решетки новые электроны, которые также участвуют в ударной ионизации). На величину обратного тока влияет и температура окружающей среды. Для приближенных расчетов температурную зависимость обратного тока можно определить из эмпирического соотношения

 

I_B (T) = I_B (T₀ ) 2 ^{(T –T}₀ ^{) / 10 C} . (1.5)

Из (1.5) следует, что обратный ток удваивается при повышении температуры на каждые 10 ^○С. Следовательно, при обратном включении p-n переход можно использовать, например, в качестве датчика температуры.

 

 

 

Участок 1-2-3 - участок электрического пробоя р-n-перехода. При некотором напряжении U_обр ток I_обр резко возрастает и сопротивление запирающего слоя резко уменьшается.

Существуют два вида электрического пробоя р-n-перехода - лавинный и туннельный.

Лавинный пробой - размножение носителей заряда за счет ударной ионизации и вырывания электронов из атомов сильным электрическим полем. Лавинный пробой характерен для широких р-n-переходов. Вырванные электроны тоже участвуют в ударной ионизации.

Туннельный пробой, вызванный туннельным эффектом - способностью некоторых электронов проникать через тонкий р-n-переход без изменения энергии. Это возможно при напряженности поля больше 10 ⁵ В/см в сильно легированных полупроводниках (высокая концентрация примесей).

Электрический пробой на участке 1 - 2 - 3 является обратимым, то есть структура р-n-перехода не нарушается. На участке 2 - 3 работают диоды, предназначенные для стабилизации напряжения - стабилитроны.

Участок 3–4 - участок теплового пробоя. Тепловой пробой необратим, так как сопровождается разрушением вещества в месте р-n-перехода. Объясняется это тем, что количество теплоты, выделяющееся в переходе от нагрева обратным током, превышает количество теплоты, отводимое от р-n-перехода. Это ведет к перегреву р-n-перехода и его тепловому разрушению.

Работа полупроводниковых приборов сильно подвержена влиянию температуры. С ростом температуры увеличивается генерация носителей заряда, растет прямой и особенно обратный ток через р-n-переход. При увеличении температуры в пределах 20...70 °С обратный ток увеличивается более чем в 30 раз. Поэтому полупроводниковые схемы нуждаются в термостабилизации.

1.4. Полупроводники на основе карбида кремния (SiC)

Полупроводники на основе германия и кремния обладают достаточно низким рабочим температурным диапазоном: Ge- 80-90 °С, Si – 120 °С. Карбид-кремниевые полупроводники обладают более высоким показателями. Существует около 170 политипов карбид кремния. Но только два из них сегодня доступны для изготовления п/п приборов – это 4H-SiC и 6H-SiC. Для силовых полупроводников более предпочтителен политип 4H-SiC, обладающей большей подвижностью электронов. В таблице приведены основные электронные свойства политипа 4H-SiC в сравнении с кремниевым (Si) и арсенидгалиевым (GaAs) полупроводниковым материалом.

 

Намименование	Si	GaAs	4H-SiC
Ширина запрещенной энергетической зоны, эВ	1,12	1,5	3,26
Подвижность электронов, см^2/с·В
Подвижность дырок, см^2/с·В
Критическая напряженность электрического поля, МВ/cм	0,25	0,3	2,2
Теплопроводность, Вт/см·К	1,5	0,5	3,0-3,8

 

Карбид кремния обладает рядом преимуществ по сравнению с другими полупроводниками (кремний, арсенид галлия):

• Большая ширина запрещенной зоны обеспечивает работу при высоких температурах - ≥ + 600 ºС;

• Напряженность поля электрического пробоя больше в 10 раз чем у Si и GaAs. Это приводит к значительному снижению сопротивления перехода в открытом состоянии;

• Высокая теплопроводность SiС снижает тепловое сопротивление кристалла;

• SiС крайне устойчив к воздействию радиации;

• Электрические свойства приборов на основе SiС очень стабильны во времени и слабо зависят от температуры.Все эти замечательные свойства в совокупности делают карбид кремния полупроводниковым материалом ближайшего будущего.

 

1.5. Классификация полупроводниковых диодов

 

Основой полупроводникового диода является p-n-переход, определяющий его свойства, характеристики и параметры.

По своему назначению полупроводниковые диоды подразделяются на: выпрямительные, импульсные, высокочастотные и сверхвысокочастотные, стабилитроны (опорные диоды), туннельные, варикапы, фото- и светодиоды.

В зависимости от исходного полупроводникового материала диоды подразделяются на германиевые, кремниевые и арсенидо-галлиевые.

По конструктивно-технологическому признаку диоды делятся на плоскостные и точечные. Наиболее распространены плоскостные сплавные диоды, применение которых затруднительно лишь на повышенных частотах. Преимуществом точечных диодов является низкое значение емкости p-n-перехода.

Плоскостные сплавные диоды имеют плоский р-n-переход, линейные размеры которого значительно превышают ширину области объемного заряда. они изготовляются методом сплавления полупроводниковой пластинки с металлом: при температуре 500 ⁰С в пластинку германия n-типа вплавляют каплю трехвалентного индия, которая, сплавляясь с германием, образует слой р⁺-типа, являющийся эмиттером. К пластинке полупроводника и к индию припаивают никелевые проволочные выводы.

Таким же образом можно получить эмиттерную область n⁺-типа, если в германий

р-типа вплавлять пятивалентную сурьму. При последующем охлаждении происходит рекристаллизация исходного полупроводника с примесью металла и образуется

р-n-переход.

У точечных диодов р-n-переход образуется в месте контакта небольшой пластины полупроводника и тонкой заостренной проволочки (иглы) с нанесенной на нее акцепторной примесью: кремниевые точечные диоды изготовляются из кремния n-типа и алюминия, германиевые – из германия n-типа и индия. В обоих случаях через контакт иглы с расплавленным алюминием или индием с полупроводником пропускают импульс тока. Происходит диффузия металла в полупроводниковую пластинку, и образуется полусферический р-n-переход малой площади. Благодаря этому точечный переход обладает малой емкостью и может работать на частотах в сотни мегагерц. Но малая площадь р-n-перехода определяет также небольшой допустимый ток диода.