Изучение свойств P-N-перехода различными методами

Изучение свойств P-N-перехода различными методами

ИЗУЧЕНИЕ СВОЙСТВ p-n-ПЕРЕХОДА РАЗЛИЧНЫМИ МЕТОДАМИ

ФИЗИКА ПОЛУПРОВОДНИКОВ

Полупроводники представляют собой группу веществ, по своим свойствам занимающих промежуточное положение между проводниками и диэлектриками. При температурах, не сильно отличающихся от абсолютного нуля, полупроводники проявляют свойства хороших диэлектриков. Однако даже при незначительном повышении температуры, сопротивление полупроводника быстро уменьшается и он начинает проводить электрический ток - становится проводящим. Это - основное отличие полупроводников от проводников и диэлектриков. Типичными представителями полупроводников являются германий, кремний, сурьма, индий, закись меди и др.. Однако, на практике наибольшее признание нашли германий и кремний, на примере которых мы и рассмотри подробнее свойства полупроводников.

Структура кристаллической решётки и собственная проводимость полупроводников.

Электронные оболочки атома германия содержат 28 электронов, 4 из которых являются валентными. Каждый атом кристаллической решётки чистого (без примесей) полупроводника окружён четырьмя такими же атомами, расположенными друг от друга так близко, что валентные электроны каждого атома имеют возможность переходить от данного атома к соседнему. Благодаря этому каждый атом кристаллической решётки связан с соседним атомом только двумя валентными электронами, один из которых «свой», а второй - «чужой».

На рис. 1 (а) показаны два уединённых атома полупроводника. Кружок со знаком «+» символизирует ядро с двадцатью семью электронами, а кружок со знаком «-» - самый удалённый от ядра, двадцать восьмой, электрон (один из четырёх валентных). На рис. 1 (б) показаны те же два атома, но расположенные очень близко друг от друга. Теперь эти самые удалённые от ядер электроны стали принадлежать сразу двум атомам. Если же атом окажется окружён четырьмя соседями (рис. 1 (в)), как это имеет место внутри кристаллической решётки, то задействованными оказываются все четыре валентных электрона. Такая связь атомов называется ковалентной и является весьма прочной.

Схематично траектории электронов, участвующих в образовании ковалентной связи, принято изображать параллельными линиями. Та на рис. 2 показана ковалентная связь атомов одного слоя кристаллической решётки полупроводника. При температурах кристалла, близких к абсолютному нулю, энергия валентных электронов довольно невелика, и поэтому все они остаются в пределах электронных оболочек и принимают участие в осуществлении ковалентной связи атомов. Однако с ростом температуры кристалл полупроводника получает некоторую долю энергии в виде тепла, которая перераспределяется между всеми частицами кристаллической решётки. Если энергия, полученная при этом электроном, окажется равной или превысит определённую величину, называемую энергией активации, то электрон покинет свои атомы, нарушая при этом ковалентную связь, и перейдёт в межатомное пространство. Такие электроны называются свободными, поскольку они в своём тепловом движении могут свободно перемещаться по всему кристаллу полупроводника. Нарушение в том месте, откуда вырвался электрон, ковалентной связи, приводит к появлению в этой области не скомпенсированного положительного заряда ядра одного из атомов кристаллической решётки (см. рис. 2). Такой заряд называется дыркой.

Таким образом, при температурах порядка комнатных и выше в кристалле чистого полупроводника содержится некоторое количество заряда обоих знаков - свободные электроны и дырки. Если кристалл не содержит примесей, то в любой момент времени число свободных электронов равно числу имеющихся в кристалле дырок. При постоянной температуре это число в среднем остаётся постоянным и быстро возрастает с ростом температуры. В отсутствие внешнего электрического поля и свободные электроны и дырки беспорядочно блуждают по всему куску полупроводника. При этом следует отметить, что движение свободных электронов в кристалле полупроводника совершенно аналогично беспорядочному движению свободных электронов в металле. Движение же дырок не похоже ни на один из других механизмов переноса заряда. Дырка - это не частица, обладающая положительным зарядом, а лишь нарушенная ковалентная связь атомов. Или, иными словами, дырка представляет собой не скомпенсированную часть заряда ядра атома, т. е. нечто вроде иона (в полном смысле ионом её назвать нельзя, т. к. заряд иона обусловлен зарядом ядра только одного атома, а в случае дырок речь идёт о заряде ядра одного из двух соседних атомов).

Но ковалентная связь (даже нарушенная) иона со своими соседями не позволяет ему даже при очень высоких температурах полупроводника покинуть место своего пребывания в узле кристаллической решётки. Однако, в процессе беспорядочного движения свободных электронов, те из них, которые проходят слишком близко от какой-либо дырки, под действием электростатической силы притяжения как бы «ныряют» в неё. В результате ковалентная связь восстанавливается и дырка исчезает. Исчезает, разумеется, и свободный электрон (теперь он становится валентным). Такое событие называется актом рекомбинации. Исчезновение дырки и свободного электрона не приводит к истощению полупроводника зарядами, т. к. наряду с этим событием где-то в других местах кристалла происходит образование новой пары дырка - свободный электрон. Поскольку вероятность образования новой такой пары равна вероятности акта рекомбинации, то в среднем число актов рекомбинации в единицу времени равно числу вновь образовавшихся пар «свободный электрон-дырка». Поэтому среднее число электронов и дырок при постоянной температуре полупроводника остаётся неизменным.

Если же к концам кристалла полупроводника приложить некоторую разность потенциалов, то и свободные электроны и дырки придут в направленное движение. При этом механизм перемещения зарядов совершенно аналогичен описанному выше за тем лишь исключением, что дрейф зарядов происходит в определённом направлении: электроны перемещаются в сторону, противоположную направлению электрического поля, а дырки - по ходу действия поля.

Итак, в кристалле полупроводника в дали от температур абсолютного нуля имеется два рода заряда - свободные электроны и дырки, которые под действием внешнего электрического поля способны создавать в кристалле полупроводника электрический ток. Величина этого тока зависит от величины электрического поля и температуры кристалла (концентрации зарядов). Поскольку в создании тока в равной степени принимают участие и электроны и дырки, то такой механизм проводимости называется электронно-дырочной проводимостью или собственной проводимостью.

Зонная теория проводимости

Выше были рассмотрены причины, по которым электрическое сопротивление металлов и полупроводников зависит от температуры. Более строгое обоснование этой зависимости даёт зонная теория проводимости. Известно, что энергия электрона внутри атома может изменяться только дискретно. В отношении электрона, обладающего тем или иным значением энергии, говорят, что «электрон находится на данном энергетическом уровне». На рис. 3 схематично изображены энергетические уровни уединённого атома. Все уровни отделены друг от друга так называемыми запрещёнными зонами. В отсутствие внешних источников энергии атом находится в невозбуждённом состоянии, а его валентный электрон - на самом нижнем энергетическом уровне, который называется основным или невозбуждённым уровнем. Если же атом поглощает из вне энергию (например, тепловую), то электроны оболочек переходят на более высокие (возбуждённые) энергетические уровни. Так обстоит дело с уединённым атомом. Но когда атомы находятся внутри кристаллической решётки (расположены близко друг от друга), то взаимодействие между атомами приводит к расщеплению каждого энергетического уровня на множество подуровней (рис. 4).  В результате поглощение атомом даже незначительной энергии приводит к переходу электронов на более высокий подуровень данного энергетического уровня. На рис. 5 (а) показаны два энергетических уровня атома металла. При абсолютном нуле температуры электроны атомов металла занимают только самые нижние подуровни валентной зоны. Поскольку все подуровни одной зоны расположены очень близко друг к другу и верхние подуровни зоны проводимости остаются свободными, то при даже незначительном повышении температуры кристалла электроны легко переходят на более высокие энергетические подуровни. Воздействие внешнего электрического поля также способствует переходу электронов с нижних на верхние подуровни, в результате чего такие возбуждённые электроны становятся электронами проводимости.

Несколько иначе обстоит дело с кристаллом диэлектрика. В отличии от металлов валентная зона диэлектрика полностью занята электронами. Свободными от электронов являются только подуровни второй, третьей и т. д. энергетических зон. Чтобы кристалл был способен проводить ток необходимо перевести электроны на эти свободные подуровни. Но свободная зона отделена от валентной очень широкой запрещённой зоной. Для её преодоления недостаточно тепловой энергии и даже электрического поля. Поэтому диэлектрики не проводят ток.

где  - константа,  - ширина запрещённой зоны (энергия активации, т. е. энергия, которую нужно затратить, чтобы перевести электроны из валентной зоны в свободную зону),  - постоянная Больцмана. После логарифмирования выражения (5), получим:

.  (6)

ПРИМЕСНАЯ ПРОВОДИМОСТЬ

Электропроводность чистых (без примесей)  полупроводников невелика из-за относительно небольшого содержания в них свободных электронов и дырок. Ситуация меняется, если в кристалл чистого полупроводника добавить незначительное количество атомов другого элемента с большей или меньшей валентностью атомов. Так, если в кристалл германия (4-х валентен) ввести примесь сурьмы (5-ти валентна), то ковалентная связь между разнородными атомами будет создаваться всеми четырьмя валентными электронами германия и только четырьмя валентными электронами сурьмы. Пятый же валентный электрон сурьмы окажется «не в удел», а поскольку он, будучи валентным, слабо связан с ядром своего атома и не занят в образовании ковалентной связи, то очень легко может покинуть свой атом, став свободным электроном без образования новой дырки. Таким образом, в кристалле полупроводника с примесью окажется больше свободных электронов, чем дырок. Поэтому при наложении на полупроводник внешнего электрического поля в кристалле возникает электрический ток, порождаемый, прежде всего, электронами. Такая проводимость называется электронной или просто проводимостью n-типа.

Если в тот же кристалл германия ввести некоторое количество индия (вместо сурьмы), то проводимость кристалл окажется обратной. Поскольку индий трёхвалентен, то в образовании ковалентной связи смогут принять участие только три его электрона. Такая связь атома индия с атомом германия окажется не до конца укомплектованной, что приведёт к образованию новой дырки без образования свободного электрона. В результате общее число дырок в кристалле окажется больше числа свободных электронов. Проводимость такого кристалла будет осуществляться, прежде всего, дырками. Поэтому она называется дырочной проводимостью или проводимостью p-типа.

С физической точки зрения особый интерес представляют процессы, происходящие в контактах полупроводников с различным типом проводимости. Тончайший слой на границе раздела двух полупроводников p- и n-типов принято называть p-n-переходом. При этом, очевидно, что в области полупроводника p-типа имеет место повышенная концентрация дырок, а в области n- типа – повышенная концентрация электронов. В результате взаимной диффузии электронов из n-области в p-область, а дырок из p-области в n-область, вблизи p-n-перехода n-область заряжается положительно, а p-область – отрицательно. При этом на границе раздела полупроводников возникает двойной электрический слой толщиной порядка 0,1 мкм, создающий электрическое поле, направленное от n-области к p-области, которое препятствует дальнейшей диффузии носителей. Благодаря этому полю возрастает энергия неосновных носителей (электронов в p-области и дырок в n-области). При этом в области p-n-перехода энергетические зоны искривляются, что приводит к возникновению потенциальных барьеров для электронов и дырок, а это приводит к оттоку неосновных носителей заряда из соответствующих областей. Поскольку ток неосновных носителей (ток проводимости или дрейфовый ток ) направлен навстречу току основных носителей (диффузионный ток ), то в результате взаимной компенсации результирующий ток через p-n-переход равен нулю (рис. 1. а.).

Ситуация меняется, когда к p-n-переходу приложено внешняя разность потенциалов. Если при этом напряжённость внешнего поля совпадает по направлению с вектором напряженности контактного поля, то говорят, что p-n-переход включён в обратном (запирающем) направлении. Высота потенциального барьера при этом увеличивается, что приводит к уменьшению диффузионного тока (рис. 1. б.). Ток же проводимости, вследствие малой концентрации неосновных носителей, с ростом разности потенциалов на p-n-переходе изменяется очень медленно. При достаточно высоком обратном напряжении на p-n-переходе ток через него  обусловлен только дрейфовой составляющей и поэтому вовсе перестаёт зависеть от величины этого напряжения. Значение обратного тока при высоких обратных напряжениях называют током насыщения ().

,            (1)

где  - ток насыщения; е – заряд электрона; k – постоянная Больцмана; Т – абсолютная температура; U – величина напряжения, приложенного к p-n-переходу в обратном направлении. Выражение (1) описывает вольтамперную характеристику (ВАХ) p-n-перехода.

Удобным средством при изучении свойств p-n-перехода является полупроводниковый диод, который представляет собой две сваренные между собой пластинки p- и n-типа. В такой пластинке можно выделить три зоны. Две из них расположены по краям, они относительно больших размеров и обладают одна проводимостью p-типа, а вторая - проводимостью n-типа (рис. 2). Третья зона называется p-n переходом и представляет собой очень узкую область, разделяющую области с p- и n-типами проводимости (она образуется на стадии изготовления диода в результате диффузии пластинок полупроводника с различными типами проводимости). Внешние поверхности областей с p- и n-типами проводимости покрывают металлическими электродами. Электрод, контактирующий с областью p-типа, называется анодом, а контактирующий с областью n-типа - катодом.

Если на электроды диода подать постоянное напряжение, соединив анод с положительным полюсом источника тока, а катод - с отрицательным, то под действием возникшего электрического поля электроны начнут перемещаться в сторону от катода к аноду (навстречу полю), а дырки - от анода к катоду (по ходу поля). В результате сопротивление p-n перехода резко уменьшается и через него начинает течь электрический ток, величина которого прямо пропорциональна приложенному напряжению. В этом случае говорят, что к диоду приложено прямое напряжение и через диод течёт прямой ток, а сам диод находится в открытом состоянии.  Если изменить полярность прикладываемого напряжения, то электроны устремятся к катоду (на него теперь подан «+»), а дырки - к аноду (на нём – «-«). В результате область p-n перехода расширяется, образуя обеднённую зарядами зону, что ведёт к резкому возрастанию электрического сопротивления p-n перехода и ток через диод резко уменьшается в сотни раз. Диод переходит в закрытое состояние. В этом случае говорят, что к диоду приложено обратное напряжение и через диод течёт обратный ток.

Зависимость величины протекающего через диод тока от величины и направления приложенного к диоду напряжения называется вольтамперной характеристикой диода (рис. 3). Существование обратного тока объясняется тем, что технически невозможно изготовить полупроводники p- и n-типов, обладающих только дырочной или только электронной проводимостью. Наличие некоторого количества электронов в полупроводнике p-типа и дырок в полупроводнике n-типа и обеспечивает незначительный ток в обратном направлении (полным отсутствием обратного тока обладают только вакуумные диоды, работающие совершенно по иному принципу и в данной работе не рассматривающиеся). Поскольку величина обратного тока диода очень мала, то соответствующая ему ветвь ВАХ очень плотно «прижата» к оси напряжений.

Следует отметить, что стремление обеих ветвей ВАХ в бесконечность не означает, что к диоду можно прикладывать сколь угодно высокое прямое напряжение в надежде пропустить через диод очень большой ток. С ростом тока p-n переход сильно нагревается и плавится - диод перегорает. При этом цепь размыкается и диод перестаёт проводить ток даже в одном направлении. Нельзя подвергать диод и воздействию чрезмерно высокого обратного напряжения. В этом случае p-n переход, не выдерживая слишком сильного электрического поля, будет пробит. При этом свойство односторонней проводимости диодом будет утеряно и он станет проводить ток одинаково хорошо в обоих направлениях. Поэтому любой диод характеризуется прежде всего двумя основными параметрами - максимально допустимым прямым током  и максимально допустимым обратным напряжением . Диоды различных марок обладают различными значениями  и . Обе эти характеристики диода, наряду со множеством других его характеристик, можно найти в соответствующих справочниках по полупроводниковым приборам. Зависимость прямого тока от напряжения, вообще говоря, не линейна. Однако эта нелинейность заметно проявляется только на начальном участке кривой, где величина прямого тока очень мала и с ростом напряжения изменяется очень медленно. На этом участке ВАХ диод можно считать закрытым. Но при достижении между электродами прямого напряжения определённой величины диод открывается и дальнейшая зависимость тока от напряжения становится практически линейной. Разные диоды обладают различной величиной открывающего напряжения У диодов, изготовленных на основе германия, оно гораздо меньше, чем у кремниевых диодов (рис. 3). Эта способность разных диодов открываться при различных, но вполне определённых для каждого типа диода, напряжениях позволяет использовать полупроводниковые диоды при решении многих технических задач. Так, например, использование диода в качестве датчика температуры или для контроля величины переменного тока желательно использовать германиевый диод. В тех же случаях, когда необходимо избавиться от слабых электрических сигналов, применять следует кремниевый диод. В большинстве же других случаев германиевый и кремниевый диоды вполне взаимозаменяемы.

Способность диода проводить электрический ток характеризуется величиной электрического сопротивления p-n перехода, которое называется внутренним сопротивлением диода. Внутренне сопротивление закрытого диода в сотни раз больше, чем открытого, в результате чего и обратный ток диода значительно меньше прямого тока. Математически зависимость  может быть в первом приближении описана выражением (1). Однако, при более детальном рассмотрении вопроса необходимо учитывать ряд обстоятельств, связанных, прежде всего, с наличием двух контактов на границе полупроводник-металлический электрод. Как известно, при контакте двух тел, обладающих различной работой выхода, в месте их контакта возникает перетекание электронов так, что тело с меньшей работой выхода электронов заряжается положительно, а тело с большей работой выхода – отрицательно. В результате на границе металл-полупроводник возникает, так называемый, двойной электрический слой или запирающий слой и, следовательно, потенциальный барьер (помимо того потенциального барьера, который порождается самим p-n-переходом). Возникающая при этом в месте контакта разность потенциалов называется контактной разностью потенциалов. Образовавшиеся при этом заряды располагаются не строго на поверхности контактирующих тел (как это принято считать в электростатике), а распределены в пограничных слоях некоторой толщины. В металлах из-за большой плотности электронов в них, заряд сосредоточен почти точно на поверхности (в пределах одного-двух атомных слоёв), а в полупроводниках вследствие их малой проводимости он простирается на значительно большую глубину.

Страницы: 1, 2