p – n переход

Переход полупроводник-полупроводник

P–n-переход. Показан символ схемы: треугольник соответствует стороне p.

p -n-переход — это граница или интерфейс между двумя типами полупроводниковых материалов , p-типа и n-типа , внутри монокристалла полупроводника . Сторона «p» (положительная) содержит избыток дырок , а сторона «n» (отрицательная) содержит избыток электронов во внешних оболочках электрически нейтральных атомов . Это позволяет электрическому току проходить через соединение только в одном направлении. Области p- и n-типа, создающие переход, создаются путем легирования полупроводника, например, путем ионной имплантации , диффузии легирующих примесей или эпитаксии (выращивания слоя кристалла, легированного одним типом легирующей примеси, поверх слоя кристалла легированные другим типом примеси).

p – n-переходы являются элементарными «строительными блоками» полупроводниковых электронных устройств , таких как диоды , транзисторы , солнечные элементы , светоизлучающие диоды (светодиоды) и интегральные схемы ; это активные сайты, на которых происходит электронное действие устройства. Например, распространенный тип транзистора , транзистор с биполярным переходом (BJT), состоит из двух последовательных p-n-переходов в форме n-p-n или p-n-p; тогда как диод можно сделать из одного pn-перехода. Переход Шоттки — это частный случай ap-n-перехода, в котором роль полупроводника n-типа выполняет металл.

История

Изобретение p–n-перехода обычно приписывают американскому физику Расселу Олу из Bell Laboratories в 1939 году . ^[1] Два года спустя (1941 год) Вадим Лашкарев сообщил об открытии p–n-переходов в Cu _{2 O и} фотоэлементах из сульфида серебра и селеновые выпрямители. ^[2] Современная теория pn-переходов была изложена Уильямом Шокли в его классической работе « Электроны и дырки в полупроводниках» (1950). ^[3]

Характеристики

Атомы кремния (Si) увеличены примерно в 45 000 000 раз (размер изображения примерно 955 x 955 мкм)

p–n-переход обладает полезным свойством для современной полупроводниковой электроники. Полупроводник с p-легированием является относительно проводящим . То же самое относится и к n-легированному полупроводнику, но переход между ними может обеднеть носителями заряда , в зависимости от относительных напряжений двух областей полупроводника. Управляя потоком носителей заряда через этот обедненный слой, p – n-переходы обычно используются в качестве диодов : элементов схемы, которые пропускают электрический ток в одном направлении, но не в другом (противоположном) направлении.

Смещение — это приложение напряжения относительно области ap – n-перехода:

• Прямое смещение происходит в направлении легкого протекания тока.
• Обратное смещение происходит в направлении небольшого тока или его отсутствия.

Свойства прямого и обратного смещения p-n-перехода означают, что его можно использовать в качестве диода . Диод с p – n-переходом позволяет носителям заряда течь в одном направлении, но не в противоположном; Носители отрицательного заряда (электроны) могут легко проходить через переход от n к p, но не от p к n, и обратное верно для положительных носителей заряда (дырок). Когда p – n-переход смещен в прямом направлении, носители заряда текут свободно из-за уменьшения энергетических барьеров, видимых электронами и дырками. ^[4] Однако, когда p – n-переход смещен в обратном направлении, барьер перехода (и, следовательно, сопротивление) становится больше, а поток заряда минимален.

Равновесие (нулевое смещение)

В ap–n-переходе без внешнего приложенного напряжения достигается состояние равновесия, при котором на переходе образуется разность потенциалов . Эта разность потенциалов называется встроенным потенциалом . ${\displaystyle V_{\rm {bi}}}$

На переходе часть свободных электронов n-типа переходит в p-тип из-за случайной тепловой миграции («диффузии»). Диффундируя в p-тип, они объединяются с дырками и нейтрализуют друг друга. Подобным же образом некоторые положительные дырки p-типа диффундируют в n-тип, объединяются со свободными электронами и нейтрализуют друг друга. Положительно заряженные («донорные») атомы примеси n-типа являются частью кристалла и не могут двигаться. Таким образом, в n-типе область вблизи перехода имеет фиксированное количество положительного заряда. Отрицательно заряженные («акцепторные») атомы примеси p-типа являются частью кристалла и не могут двигаться. Таким образом, в p-типе область вблизи перехода становится отрицательно заряженной. В результате образуется область вблизи перехода, которая отталкивает подвижные заряды от перехода посредством электрического поля, создаваемого этими заряженными областями. Области вблизи границы раздела p – n теряют свою нейтральность и большую часть своих мобильных носителей, образуя область пространственного заряда или обедненный слой (см. Рисунок А ).

Рисунок A. p – n-переход в тепловом равновесии с приложенным напряжением нулевого смещения. Концентрация электронов и дырок обозначена синими и красными линиями соответственно. Серые области являются нейтральными по заряду. Светло-красная зона заряжена положительно. Голубая зона заряжена отрицательно. Внизу показано электрическое поле, электростатическая сила, действующая на электроны и дырки, а также направление, в котором диффузия имеет тенденцию перемещать электроны и дырки. (Кривые концентрации каротажа на самом деле должны быть более плавными, а наклон будет меняться в зависимости от напряженности поля.)

Электрическое поле , создаваемое областью пространственного заряда, противодействует процессу диффузии как электронов, так и дырок. Есть два параллельных явления: процесс диффузии, который имеет тенденцию генерировать больше объемного заряда, и электрическое поле, создаваемое объемным зарядом, которое имеет тенденцию противодействовать диффузии. Профиль концентрации носителей в состоянии равновесия показан на рисунке А синими и красными линиями. Также показаны два уравновешивающих явления, которые устанавливают равновесие.

Рисунок B. p – n-переход в тепловом равновесии с приложенным напряжением нулевого смещения. Под переходом показаны графики плотности заряда, электрического поля и напряжения. (Кривые логарифмической концентрации на самом деле должны быть более плавными, как и напряжение.)

Область пространственного заряда представляет собой зону с чистым зарядом, обеспечиваемым фиксированными ионами ( донорами или акцепторами ), которые остались непокрытыми в результате диффузии основных носителей заряда . Когда равновесие достигнуто, плотность заряда аппроксимируется отображаемой ступенчатой ​​функцией. Фактически, поскольку ось Y на рисунке A имеет логарифмический масштаб, эта область почти полностью обеднена основными носителями (оставляя плотность заряда, равную чистому уровню легирования), а край между областью пространственного заряда и нейтральной областью довольно резок (см. рисунок B , график Q(x)). Область пространственного заряда имеет одинаковую величину заряда по обе стороны от p – n-интерфейсов, поэтому в этом примере она простирается дальше на менее легированной стороне (n-сторона на рисунках A и B).

Смещение вперед

Работа PN-перехода в режиме прямого смещения, демонстрирующая уменьшение ширины истощения.

При прямом смещении p-тип соединен с положительной клеммой, а n-тип - с отрицательной клеммой. На панелях показаны диаграммы энергетических зон , электрическое поле и чистая плотность заряда . Оба p- и n-перехода легированы при уровне легирования 1e15 см ^-3 (160 мкК/см3 ⁾ , что приводит к встроенному потенциалу ~0,59 В. Об уменьшении ширины истощения можно судить по сжимающемуся движению носителей через p-n-переход. переход, что, как следствие, снижает электрическое сопротивление. Электроны, которые пересекают p – n-переход в материал p-типа (или дырки, которые пересекают материал n-типа), диффундируют в близлежащую нейтральную область. Степень неосновной диффузии в околонейтральных зонах определяет величину тока, который может протекать через диод.

Только основные носители заряда (электроны в материале n-типа или дырки в материале p-типа) могут проходить через полупроводник на макроскопическую длину. Имея это в виду, рассмотрим поток электронов через переход. Прямое смещение вызывает силу, действующую на электроны, толкающую их от стороны N к стороне P. При прямом смещении область обеднения достаточно узкая, чтобы электроны могли пересечь переход и инжектироваться в материал p-типа. Однако они не продолжают течь через материал p-типа бесконечно, поскольку им энергетически выгодно рекомбинировать с дырками. Средняя длина, которую электрон проходит через материал p-типа до рекомбинации, называется диффузионной длиной и обычно составляет порядка микрометров . ^[5]

Хотя электроны проникают в материал p-типа лишь на небольшое расстояние, электрический ток продолжается непрерывно, поскольку дырки (основные носители заряда) начинают течь в противоположном направлении. Полный ток (сумма токов электронов и дырок) постоянен в пространстве, поскольку любое изменение со временем приведет к накоплению заряда (это закон Кирхгофа ). Переток дырок из области p-типа в область n-типа в точности аналогичен потоку электронов из N в P (электроны и дырки меняются ролями, а знаки всех токов и напряжений меняются местами).

Таким образом, макроскопическая картина течения тока через диод включает электроны, текущие через область n-типа к переходу, дырки, текущие через область p-типа в противоположном направлении к переходу, и два вида носителей, постоянно рекомбинирующие в окрестности развязки. Электроны и дырки движутся в противоположных направлениях, но они также имеют противоположные заряды, поэтому общий ток имеет одинаковое направление с обеих сторон диода, как и требуется.

Уравнение диода Шокли моделирует рабочие характеристики ap – n-перехода с прямым смещением вне лавинной (проводящей с обратным смещением) области.

Обратное смещение

Кремниевый p – n-переход в обратном смещении

Соединение области p-типа с отрицательной клеммой источника напряжения, а области n-типа с положительной клеммой соответствует обратному смещению. Если диод смещен в обратном направлении, напряжение на катоде сравнительно выше, чем на аноде . Следовательно, ток протекает очень мало, пока диод не выйдет из строя. Соединения показаны на соседней схеме.

Поскольку материал p-типа теперь подключен к отрицательной клемме источника питания, « дырки » в материале p-типа оттягиваются от перехода, оставляя после себя заряженные ионы и вызывая увеличение ширины обедненной области . Аналогичным образом, поскольку область n-типа подключена к положительному выводу, электроны отрываются от перехода с аналогичным эффектом. Это увеличивает барьер напряжения, вызывая высокое сопротивление потоку носителей заряда, что позволяет минимальному электрическому току пересекать p – n-переход. Увеличение сопротивления p–n-перехода приводит к тому, что переход ведет себя как изолятор.

Напряженность электрического поля зоны обеднения увеличивается с увеличением напряжения обратного смещения. Как только напряженность электрического поля превышает критический уровень, зона истощения p – n-перехода разрушается и начинает течь ток, обычно в результате процессов зенеровского или лавинного пробоя . Оба эти процесса пробоя являются неразрушающими и обратимыми, пока величина протекающего тока не достигает уровня, вызывающего перегрев полупроводникового материала и вызывающего термическое повреждение.

Этот эффект успешно используется в схемах стабилизаторов на стабилитронах . Стабилитроны имеют низкое напряжение пробоя . Стандартное значение напряжения пробоя составляет, например, 5,6 В. Это означает, что напряжение на катоде не может быть более чем на 5,6 В выше, чем напряжение на аноде (хотя с ростом тока наблюдается небольшое увеличение), поскольку диод выходит из строя. и, следовательно, проводимость, если напряжение становится выше. Это, по сути, ограничивает напряжение на диоде.

Еще одним применением обратного смещения являются варакторные диоды, в которых ширина зоны обеднения (управляемая напряжением обратного смещения) изменяет емкость диода.

Основные уравнения

Размер региона истощения

Для ap – n-перехода пусть – концентрация отрицательно заряженных атомов-акцепторов, а – концентрации положительно заряженных атомов-доноров. Пусть и – равновесные концентрации электронов и дырок соответственно. Таким образом, по уравнению Пуассона: ${\displaystyle C_{A}(x)}$ ${\displaystyle C_{D}(x)}$ ${\displaystyle N_{0}(x)}$ ${\displaystyle P_{0}(x)}$

$${\displaystyle -{\frac {\mathrm {d} ^{2}V}{\mathrm {d} x^{2}}}={\frac {\rho }{\varepsilon }}={\frac {q}{\varepsilon }}\left[(P_{0}-N_{0})+(C_{D}-C_{A})\right]}$$

где – электрический потенциал , – плотность заряда , – диэлектрическая проницаемость , – величина заряда электрона. ${\displaystyle V}$ ${\displaystyle \rho }$ ${\displaystyle \varepsilon }$ ${\displaystyle q}$

В общем случае примеси имеют профиль концентрации, который меняется с глубиной x, но для простого случая резкого перехода можно предположить, что он постоянен на стороне p-перехода и равен нулю на стороне n, и может быть равен предполагается постоянным на n-стороне перехода и нулевым на p-стороне. Пусть будет ширина области обеднения на p-стороне и ширина области обеднения на n-стороне. Тогда, поскольку внутри области истощения, должно быть так ${\displaystyle C_{A}}$ ${\displaystyle C_{D}}$ ${\displaystyle d_{p}}$ ${\displaystyle d_{n}}$ ${\displaystyle P_{0}=N_{0}=0}$

$${\displaystyle d_{p}C_{A}=d_{n}C_{D}}$$

потому что общий заряд на p- и n-стороне обедненной области в сумме равен нулю. Следовательно, представив всю область истощения и разность потенциалов в ней, ${\displaystyle D}$ ${\displaystyle \Delta V}$

$${\displaystyle \Delta V=\int _{D}\int {\frac {q}{\varepsilon }}\left[(P_{0}-N_{0})+(C_{D}-C_{A})\right]\,\mathrm {d} x\,\mathrm {d} x={\frac {C_{A}C_{D}}{C_{A}+C_{D}}}{\frac {q}{2\varepsilon }}(d_{p}+d_{n})^{2}}$$

Таким образом, полагая полную ширину области обеднения, получаем ${\displaystyle d}$

$${\displaystyle d={\sqrt {{\frac {2\varepsilon }{q}}{\frac {C_{A}+C_{D}}{C_{A}C_{D}}}\Delta V}}}$$

${\displaystyle \Delta V}$можно записать как , где мы разбили разность напряжений на равновесие плюс внешние компоненты. Равновесный потенциал возникает в результате диффузионных сил, и поэтому мы можем выполнить расчет , реализуя соотношение Эйнштейна и предполагая, что полупроводник невырожден ( т. е . произведение не зависит от энергии Ферми ): ${\displaystyle \Delta V_{0}+\Delta V_{\text{ext}}}$ ${\displaystyle \Delta V_{0}}$ ${\displaystyle {P}_{0}{N}_{0}={n}_{i}^{2}}$

$${\displaystyle \Delta V_{0}={\frac {kT}{q}}\ln \left({\frac {C_{A}C_{D}}{P_{0}N_{0}}}\right)={\frac {kT}{q}}\ln \left({\frac {C_{A}C_{D}}{n_{i}^{2}}}\right)}$$

Tkпостоянная Больцмана^[6]

Ток в регионе истощения

Уравнение идеального диода Шокли характеризует ток через ap – n-переход как функцию внешнего напряжения и условий окружающей среды (температуры, выбора полупроводника и т. д.). Чтобы увидеть, как его можно получить, мы должны изучить различные причины тока. По соглашению, направление вперед (+) должно быть направлено против встроенного градиента потенциала диода в состоянии равновесия.

• Прямой ток ( ) ${\displaystyle \mathbf {J} _{F}}$
  • Диффузионный ток: ток, обусловленный локальным дисбалансом концентрации носителей , по уравнению ${\displaystyle n}$ ${\displaystyle \mathbf {J} _{D}\propto -q\nabla n}$
• Обратный ток ( ) ${\displaystyle \mathbf {J} _{R}}$
  • Ток возбуждения
  • Ток генерации

Смотрите также

• Транзистор со сплавным переходом
• Профилирование емкости-напряжения
• Переходная спектроскопия глубокого уровня
• Делокализованный электрон
• Моделирование диодов
• Полевой транзистор
• n-p-n транзистор
• p–n–p транзистор
• Полупроводниковый детектор
• Полупроводниковый прибор
• Транзисторно-транзисторная логика

Рекомендации

1. Риордан, Майкл ; Ходдесон, Лилиан (1988). Хрустальный огонь: изобретение транзистора и рождение информационного века. WW Нортон и компания. стр. 88–97. ISBN 978-0-393-31851-7.
2. Лашкарев, В.Е. (2008) [1941]. «Исследование барьерного слоя термозондовым методом» (PDF) . укр. Дж. Физ . 53 (специальное издание): 53–56. ISSN  2071-0194. Архивировано из оригинала (PDF) 28 сентября 2015 г.
3. Шокли, Уильям (1950). Электроны и дырки в полупроводниках: с применением к транзисторной электронике, серия Bell Telephone Laboratories, Ван Ностранд. ISBN 0882753827, 780882753829.
4. Мишра, Умеш (2008). Физика и проектирование полупроводниковых приборов . Спрингер. стр. С155. ISBN 978-1-4020-6480-7.
5. Крюк, младший; ОН Холл (2001). Физика твердого тела . Джон Уайли и сыновья. ISBN 978-0-471-92805-8.
6. Луке, Антонио; Хегедус, Стивен (29 марта 2011 г.). Справочник по фотоэлектрической науке и технике. Джон Уайли и сыновья. ISBN 978-0-470-97612-8.

дальнейшее чтение

• Шокли, Уильям (1949). «Теория pn-переходов в полупроводниках и транзисторах с pn-переходом». Технический журнал Bell System . 28 (3): 435–489. doi :10.1002/j.1538-7305.1949.tb03645.x.

Внешние ссылки

• ПН-перекресток. Как работают диоды? (английская версия) Обучающее видео по ПН-перекрёстку.
• «ПН-перекресток» – PowerGuru, август 2012 г.