p–n диод

Полупроводниковый диод на основе p–n перехода

P –n-диод — это тип полупроводникового диода, основанный на p–n-переходе . Диод проводит ток только в одном направлении и изготавливается путем соединения полупроводникового слоя p -типа с полупроводниковым слоем n -типа. Полупроводниковые диоды имеют множество применений, включая выпрямление переменного тока в постоянный, обнаружение радиосигналов, а также излучение и обнаружение света.

Структура

На рисунке показаны две из многих возможных структур, используемых для полупроводниковых диодов p–n , обе адаптированы для увеличения напряжения, которое могут выдерживать устройства при обратном смещении. Верхняя структура использует мезу, чтобы избежать резкого изгиба p ⁺ - области рядом с прилегающим n - слоем. Нижняя структура использует слаболегированное p - защитное кольцо на краю острого угла p ⁺ - слоя, чтобы распределить напряжение на большее расстояние и уменьшить электрическое поле. (Верхние индексы, такие как n ⁺ или n ^−, относятся к более тяжелым или более легким уровням легирования примесями.)

Структура мезадиода (вверху) и структура планарного диода с защитным кольцом (внизу)

Электрическое поведение

Неидеальные вольт-амперные характеристики p–n- диода

Идеальный диод имеет нулевое сопротивление для прямой полярности смещения и бесконечное сопротивление (проводит нулевой ток) для обратной полярности напряжения ; при подключении в цепь переменного тока полупроводниковый диод действует как электрический выпрямитель .

Полупроводниковый диод не идеален. Как показано на рисунке, диод не проводит заметного тока до тех пор, пока не будет достигнуто ненулевое напряжение колена (или напряжение включения , включения или пороговое напряжение) , значение которого зависит от полупроводника (перечислено в Диод § Прямое пороговое напряжение для различных полупроводников ). Выше этого напряжения наклон кривой тока-напряжения не бесконечен (сопротивление в открытом состоянии не равно нулю). В обратном направлении диод проводит ненулевой ток утечки (увеличенный меньшим масштабом на рисунке), и при достаточно большом обратном напряжении ниже напряжения пробоя ток очень быстро увеличивается с более отрицательными обратными напряжениями.

Как показано на рисунке, сопротивления включения и выключения являются обратными наклонами вольт-амперной характеристики в выбранной точке смещения :

${\displaystyle r_{\text{D}}=\left.{\frac {\Delta v_{\text{D}}}{\Delta i_{\text{D}}}}\right|_{v_{\text{D}}=V_{\text{bias}}}\ ,}$

где - сопротивление, а - изменение тока, соответствующее изменению напряжения диода при смещении ${\displaystyle r_{\text{D}}}$ ${\displaystyle i_{\text{D}}}$ ${\displaystyle \Delta v_{\text{D}}}$ ${\displaystyle V_{\text{bias}}\,.}$

Операция

Резкий (т.е. ведущий себя как ступенчатая функция) p–n- диод, изготовленный путем легирования кремнием

Здесь рассматривается работа резкого p–n- диода. Под «резким» подразумевается, что легирование p- и n-типа демонстрирует ступенчатую функцию разрыва в плоскости, где они встречаются друг с другом. Цель состоит в том, чтобы объяснить различные режимы смещения на рисунке, отображающем вольт-амперные характеристики. Работа описывается с использованием диаграмм изгиба зон , которые показывают, как самая низкая энергия зоны проводимости и самая высокая энергия валентной зоны изменяются в зависимости от положения внутри диода при различных условиях смещения. Для дополнительного обсуждения см. статьи Полупроводник и Диаграмма зон .

Нулевая предвзятость

Диаграмма изгиба зон для p–n -диода при нулевом приложенном напряжении. Область обеднения заштрихована.

На рисунке показана диаграмма изгиба зон для p–n -диода; то есть края зон для зоны проводимости (верхняя линия) и валентной зоны (нижняя линия) показаны как функция положения по обе стороны от перехода между материалом p -типа (левая сторона) и материалом n -типа (правая сторона). Когда области p -типа и n -типа одного и того же полупроводника сведены вместе и два контакта диода закорочены, уровень полузанятости Ферми (штриховая горизонтальная прямая линия) находится на постоянном уровне. Этот уровень гарантирует, что в свободном от поля объеме по обе стороны перехода дырочная и электронная заселенности являются правильными. (Так, например, электрону не обязательно покидать n - сторону и перемещаться на p -сторону через короткое замыкание, чтобы отрегулировать заселенности.)

Однако плоский уровень Ферми требует, чтобы зоны на стороне p -типа перемещались выше, чем соответствующие зоны на стороне n -типа, образуя ступеньку (или барьер) на краях зон, обозначенную φ _B . Эта ступенька заставляет электронную плотность на стороне p быть фактором Больцмана меньше, чем на стороне n , что соответствует более низкой электронной плотности в p -области. Символ обозначает тепловое напряжение , определяемое как При T  = 290  Кельвинов (комнатная температура) тепловое напряжение составляет приблизительно 25 мВ. Аналогично, плотность дырок на стороне n является фактором Больцмана меньше, чем на стороне p . Это обратное уменьшение плотности неосновных носителей через переход заставляет pn -произведение плотностей носителей быть ${\displaystyle e^{-\varphi _{\text{B}}/V_{\text{T}}}}$ ${\displaystyle V_{\text{T}}}$ ${\displaystyle V_{\text{T}}={\tfrac {k_{\text{B}}T}{q}}.}$

${\displaystyle p\,n=p_{\text{B}}\,n_{\text{B}}\,e^{-\varphi _{\text{B}}/V_{\text{T}}}}$

в любом положении внутри диода в состоянии равновесия. ^[1] Где и — объемные концентрации основных носителей на p -стороне и n -стороне соответственно. ${\displaystyle p_{\text{B}}}$ ${\displaystyle n_{\text{B}}}$

В результате этого шага в краях зон область обеднения вблизи перехода становится обедненной как дырками, так и электронами, образуя изолирующую область с почти нулевым количеством подвижных зарядов. Однако имеются фиксированные неподвижные заряды из-за легирующих ионов. Почти полное отсутствие подвижного заряда в обедненном слое означает, что присутствующих подвижных зарядов недостаточно для уравновешивания неподвижного заряда, вносимого легирующими ионами: отрицательный заряд на стороне p -типа из-за акцепторной легирующей примеси и положительный заряд на стороне n -типа из-за донорной легирующей примеси. Из-за этого заряда в этой области существует электрическое поле, как определено уравнением Пуассона . Ширина области обеднения регулируется таким образом, что отрицательный заряд акцептора на стороне p -типа точно уравновешивает положительный заряд донора на стороне n -типа, поэтому нет электрического поля за пределами области обеднения с обеих сторон.

В этой конфигурации полосы напряжение не подается и ток через диод не течет. Чтобы заставить ток через диод, необходимо подать прямое смещение , как описано далее.

Прямое смещение

Диаграмма изгиба зон для p–n -диода при прямом смещении. Диффузия перемещает носители через переход.

Квази-уровни Ферми и плотности носителей в прямосмещенном p–n -диоде. Рисунок предполагает, что рекомбинация ограничена областями, где концентрация основных носителей близка к объемным значениям, что неточно, когда центры генерации рекомбинации в области поля играют роль.

При прямом смещении положительный вывод батареи подключается к материалу p -типа, а отрицательный вывод подключается к материалу n -типа, так что дырки инжектируются в материал p -типа, а электроны — в материал n -типа. Электроны в материале n -типа называются основными носителями на этой стороне, но электроны, которые попадают на сторону p -типа, называются неосновными носителями. Те же самые дескрипторы применяются к дыркам: они являются основными носителями на стороне p -типа и неосновными носителями на стороне n -типа.

Прямое смещение разделяет два уровня полузаполнения объема на величину приложенного напряжения, что снижает разделение краев зоны объема p -типа, чтобы они были ближе по энергии к краям зоны n -типа. Как показано на диаграмме, шаг в краях зоны уменьшается приложенным напряжением до (диаграмма изгиба зоны выполнена в единицах вольт, поэтому заряд электрона, по-видимому, не преобразуется в энергию.) ${\displaystyle \varphi _{\text{B}}-v_{\text{D}}.}$ ${\displaystyle v_{\text{D}}}$

При прямом смещении течет диффузионный ток (то есть ток, вызванный градиентом концентрации) дырок из p -стороны в n- сторону и электронов в противоположном направлении из n -стороны в p- сторону. Градиент, управляющий этим переносом, устанавливается следующим образом: в объеме, удаленном от интерфейса, неосновные носители имеют очень низкую концентрацию по сравнению с основными носителями, например, плотность электронов на p -стороне (где они являются неосновными носителями) в раз меньше, чем на n- стороне (где они являются основными носителями). С другой стороны, вблизи интерфейса приложение напряжения уменьшает шаг на краях зон и увеличивает плотность неосновных носителей на множитель Больцмана выше объемных значений. Внутри перехода pn- произведение увеличивается выше равновесного значения до: ^[1] ${\displaystyle e^{-\varphi _{\text{B}}/V_{\text{T}}}}$ ${\displaystyle v_{\text{D}}}$ ${\displaystyle e^{v_{\text{D}}/V_{\text{T}}}}$

${\displaystyle p\,n=\left(p_{\text{B}}\,n_{\text{B}}\,e^{-\varphi _{\text{B}}/V_{\text{T}}}\right)e^{v_{\text{D}}/V_{\text{T}}}\ .}$

Градиент, управляющий диффузией, представляет собой разницу между большими избыточными плотностями неосновных носителей на барьере и низкими плотностями в объеме, и этот градиент управляет диффузией неосновных носителей из интерфейса в объем. Инжектированные неосновные носители уменьшаются в количестве по мере того, как они перемещаются в объем, за счет механизмов рекомбинации , которые перемещают избыточные концентрации к значениям объема.

Рекомбинация может происходить путем прямого столкновения с основным носителем, уничтожая обоих носителей, или через центр генерации рекомбинации , дефект, который попеременно захватывает дырки и электроны, способствуя рекомбинации. Неосновные носители имеют ограниченное время жизни , и это время жизни, в свою очередь, ограничивает то, насколько далеко они могут диффундировать со стороны основных носителей в сторону неосновных носителей, так называемую длину диффузии . В светодиоде рекомбинация электронов и дырок сопровождается испусканием света с длиной волны, связанной с энергетическим зазором между валентной зоной и зоной проводимости, поэтому диод преобразует часть прямого тока в свет.

При прямом смещении линии половинного заполнения для дырок и электронов не могут оставаться плоскими по всему устройству, как в равновесии, а становятся квазиуровнями Ферми , которые изменяются в зависимости от положения. Как показано на рисунке, уровень квазиФерми электронов смещается в зависимости от положения от уровня равновесия Ферми половинного заполнения в n- объеме до уровня равновесия половинного заполнения для дырок в глубине p- объема. Уровень квазиФерми дырок делает обратное. Два квазиуровня Ферми не совпадают, за исключением глубоких участков в объемных материалах.

На рисунке показано, что концентрации основных носителей падают с уровней концентрации основных носителей в соответствующих объемных материалах до уровня в раз меньшего в верхней части барьера, который уменьшается от равновесного значения на величину прямого смещения диода. Поскольку этот барьер расположен в противоположно легированном материале, инжектированные носители в положении барьера теперь являются неосновными носителями. По мере того, как рекомбинация наступает, концентрации неосновных носителей падают с глубиной до своих равновесных значений для объемных неосновных носителей, в раз меньшего, чем их объемные плотности как основных носителей до инжекции. В этой точке квазиуровни Ферми снова соединяются с положениями объемных уровней Ферми. ${\displaystyle (n_{\text{B}},p_{\text{B}})}$ ${\displaystyle e^{-(\varphi _{\text{B}}-v_{\text{D}})/V_{\text{T}}}}$ ${\displaystyle \varphi _{\text{B}}}$ ${\displaystyle v_{\text{D}}.}$ ${\displaystyle e^{-\varphi _{\text{B}}/V_{\text{T}}}}$ ${\displaystyle (n_{\text{B}},p_{\text{B}})}$

Уменьшение шага на краях зон также означает, что при прямом смещении область обеднения сужается, поскольку дырки выталкиваются в нее со стороны p , а электроны — со стороны n .

В простом p–n -диоде прямой ток увеличивается экспоненциально с напряжением прямого смещения из-за экспоненциального увеличения плотности носителей, поэтому всегда есть некоторый ток даже при очень малых значениях приложенного напряжения. Однако, если кого-то интересует какой-то конкретный уровень тока, потребуется напряжение «колена» до того, как этот уровень тока будет достигнут (~0,7 В для кремниевых диодов, другие перечислены в разделе Диод § Прямое пороговое напряжение для различных полупроводников ). ^[2] Выше колена ток продолжает увеличиваться экспоненциально. Некоторые специальные диоды, такие как некоторые варакторы, специально разработаны для поддержания низкого уровня тока до некоторого напряжения колена в прямом направлении.

Обратное смещение

Изгиб полосы для p–n -диода при обратном смещении

Квазиуровни Ферми в обратносмещенном p–n -диоде

При обратном смещении уровень занятости для дырок снова имеет тенденцию оставаться на уровне объемного полупроводника p -типа, в то время как уровень занятости для электронов следует за уровнем для объемного n -типа. В этом случае объемные края зон p -типа поднимаются относительно объемного n -типа обратным смещением, поэтому два объемных уровня занятости снова разделяются энергией, определяемой приложенным напряжением. Как показано на диаграмме, это поведение означает, что шаг на краях зон увеличивается до и область обеднения расширяется, поскольку дырки оттягиваются от нее на p -стороне, а электроны на n -стороне. ${\displaystyle v_{\text{R}},}$ ${\displaystyle \varphi _{\text{B}}+v_{\text{R}},}$

При приложении обратного смещения электрическое поле в обедненной области увеличивается, оттягивая электроны и дырки дальше друг от друга, чем в случае нулевого смещения. Таким образом, любой протекающий ток обусловлен очень слабым процессом генерации носителей внутри обедненной области из-за дефектов генерации-рекомбинации в этой области. Этот очень малый ток является источником тока утечки при обратном смещении. В фотодиоде обратный ток вводится с помощью создания дырок и электронов в обедненной области падающим светом, таким образом преобразуя часть падающего света в электрический ток.

Когда обратное смещение становится очень большим, достигая напряжения пробоя, процесс генерации в обедненной области ускоряется, что приводит к лавинному состоянию, которое может вызвать выход из строя и разрушение диода.

Закон диода

Поведение постоянного тока-напряжения идеального p–n -диода регулируется уравнением диода Шокли : ^[3]

${\displaystyle I_{\text{D}}=I_{\text{R}}\left(e^{\frac {V_{\text{D}}}{nV_{\text{T}}}}-1\right),}$

где

${\displaystyle V_{\text{D}}}$постоянное напряжение на диоде.

${\displaystyle I_{\text{R}}}$— обратный ток насыщения , ток, который течет, когда диод смещен в обратном направлении (то есть имеет большое отрицательное значение). ${\displaystyle V_{\text{D}}}$

${\displaystyle n}$— это фактор идеальности , введенный для моделирования более медленной скорости роста, чем предсказывает закон идеального диода.

${\displaystyle V_{\text{T}}}$тепловое напряжение приблизительно равно 25 мВ при T  = 290 Кельвинов . ${\displaystyle {\tfrac {k_{\text{B}}T}{q}},}$

Это уравнение не моделирует неидеальное поведение, такое как избыточная обратная утечка или явления пробоя.

Используя это уравнение, сопротивление диода равно

${\displaystyle r_{\text{D}}={\frac {1}{di_{\text{D}}/dv_{\text{D}}}}\approx {\frac {nV_{\text{T}}}{i_{\text{D}}}},}$

показывая меньшее сопротивление, чем выше ток. Примечание: для обозначения дифференциального или изменяющегося во времени тока и напряжения диода используются строчные и . ${\displaystyle i_{\text{D}}}$ ${\displaystyle v_{\text{D}}}$

Емкость

Обедненный слой между n- и p- стороной p–n -диода служит изолирующей областью, разделяющей два контакта диода. Таким образом, диод при обратном смещении проявляет емкость обедненного слоя , иногда более неопределенно называемую емкостью перехода , аналогичную конденсатору с параллельными пластинами с диэлектрической прокладкой между контактами. При обратном смещении ширина обедненного слоя расширяется с увеличением обратного смещения , а емкость соответственно уменьшается. Таким образом, переход служит конденсатором, управляемым напряжением. В упрощенной одномерной модели емкость перехода равна: ${\displaystyle v_{\text{R}}}$

${\displaystyle C_{\text{J}}=\kappa \varepsilon _{0}{\frac {A}{w(v_{\text{R}})}}\ ,}$

с площадью прибора, относительной диэлектрической проницаемостью полупроводника, электрической постоянной и шириной обеднения (толщиной области, где плотность подвижных носителей пренебрежимо мала). ${\displaystyle A}$ ${\displaystyle \kappa }$ ${\displaystyle \varepsilon _{0}}$ ${\displaystyle w}$

При прямом смещении, помимо указанной выше емкости обедненного слоя, происходит инжекция и диффузия заряда неосновных носителей. Существует диффузионная емкость, выражающая изменение заряда неосновных носителей, которое происходит при изменении прямого смещения. В терминах сохраненного заряда неосновных носителей ток диода равен:

${\displaystyle i_{\text{D}}={\frac {Q_{\text{D}}}{\tau }}\ ,}$

где - заряд, связанный с диффузией неосновных носителей, а - время прохождения , время, необходимое неосновному заряду для прохождения области инжекции, обычно 0,1–100 нс . ^[4] На этой основе диффузионная емкость рассчитывается следующим образом: ${\displaystyle Q_{\text{D}}}$ ${\displaystyle \tau }$

${\displaystyle C_{\text{D}}={\frac {dQ_{\text{D}}}{dv_{\text{D}}}}=\tau {\frac {di_{\text{D}}}{dv_{\text{D}}}}={\frac {i_{\text{D}}\tau }{V_{\text{T}}}}\ .}$

Вообще говоря, для обычных уровней тока при прямом смещении эта емкость намного превышает емкость обедненного слоя.

Переходный ответ

Схема малого сигнала для p–n -диода, управляемого токовым сигналом, представленным в виде источника Нортона

Диод является высоко нелинейным устройством, но для малых вариаций сигнала его реакция может быть проанализирована с помощью схемы малого сигнала, основанной на выбранной точке смещения постоянного тока покоя (или точке Q), вокруг которой сигнал, как предполагается, изменяется. Показана эквивалентная схема для диода, управляемого источником Нортона с током и сопротивлением . ^{[ необходимо пояснение ]} Используя закон тока Кирхгофа в выходном узле: ${\displaystyle I_{\text{S}}}$ ${\displaystyle R_{\text{S}}}$

${\displaystyle I_{\text{S}}=\left(j\omega (C_{\text{J}}+C_{\text{D}})+{\frac {1}{r_{\text{D}}}}+{\frac {1}{R_{\text{S}}}}\right)V_{\text{O}}\ ,}$

с диффузионной емкостью диода, емкостью диодного перехода (емкостью обедненного слоя) и сопротивлением диода в открытом или закрытом состоянии, все в этой точке Q. Выходное напряжение, обеспечиваемое этой схемой, тогда равно: ${\displaystyle C_{\text{D}}}$ ${\displaystyle C_{\text{J}}}$ ${\displaystyle r_{\text{D}}}$

${\displaystyle {\frac {V_{\text{O}}}{I_{\text{S}}}}={\frac {(R_{\text{S}}{\mathit {\parallel }}r_{\text{D}})}{1+j\omega (C_{\text{D}}+C_{\text{J}})(R_{\text{S}}{\mathit {\parallel }}r_{\text{D}})}}\ ,}$

где || указывает параллельное сопротивление . Этот трансрезистивный усилитель имеет угловую частоту или частоту среза, обозначенную : ${\displaystyle f_{\text{c}}}$

${\displaystyle f_{\text{c}}={\frac {1}{2\pi (C_{\text{D}}+C_{\text{J}})(R_{\text{S}}{\mathit {\parallel }}r_{\text{D}})}}\ ,}$

а для частот усиление уменьшается с частотой, поскольку конденсаторы закорачивают резистор. Предполагая, как и в случае, когда диод включен, что и найденные выше выражения для сопротивления и емкости диода обеспечивают: ${\displaystyle f\gg f_{\text{c}}}$ ${\displaystyle r_{\text{D}}.}$ ${\displaystyle C_{\text{D}}\gg C_{\text{J}}}$ ${\displaystyle R_{\text{S}}\gg r_{\text{D}},}$

${\displaystyle f_{\text{c}}={\frac {1}{2\pi n\tau }}\ ,}$

который связывает угловую частоту со временем прохождения диода.

Для диодов, работающих при обратном смещении, равно нулю, а термин угловая частота часто заменяется на частоту среза . В любом случае, при обратном смещении сопротивление диода становится довольно большим, хотя и не бесконечным, как предполагает закон идеального диода, и предположение, что оно меньше сопротивления Нортона драйвера, может быть неточным. Емкость перехода мала и зависит от обратного смещения. Частота среза тогда равна: ${\displaystyle C_{\text{D}}}$ ${\displaystyle v_{\text{R}}.}$

${\displaystyle f_{\text{c}}={\frac {1}{2\pi \,C_{\text{J}}(R_{\text{S}}{\mathit {\parallel }}r_{\text{D}})}}\ ,}$

и изменяется с обратным смещением, поскольку ширина изолирующей области, обедненной подвижными носителями, увеличивается с увеличением обратного смещения диода, уменьшая емкость. ^[5] ${\displaystyle w(v_{\text{R}})}$

Смотрите также

• штыревой диод
• p–n переход
• Диод § Полупроводниковые диоды

Примечания

1. John Sparkes (1994). Полупроводниковые приборы (2-е изд.). CRC Press. стр. 78. ISBN 0-7487-7382-7.
2. Естественно, это напряжение зависит от выбранного уровня тока. Это напряжение для p–n -диода принимается по-разному: 0,7 В и 0,5 В; см. AS Sedra и KF Smith (1998). "Глава 3: Диоды". Микроэлектронные схемы (4-е изд.). Oxford University Press. стр. 134 и рисунок 3.8. ISBN 0-19-511663-1..
3. Андрей Гребенников (2011). "§2.1.1: Диоды: Принцип действия". Проектирование радиочастотных и микроволновых передатчиков . J Wiley & Sons. стр. 59. ISBN 978-0-470-52099-4.
4. Нараин Арора (2007). Моделирование МОП-транзисторов для моделирования СБИС: теория и практика. World Scientific. стр. 539. ISBN 978-981-256-862-5.Жан-Пьер Колинг, Синтия А. Колинг (2002). Физика полупроводниковых приборов (2-е изд.). Спрингер. п. 149. ИСБН 1-4020-7018-7.
5. Варактор — это p –n -диод, работающий при обратном смещении. См., например, VSBagad (2009). "§5.8.1 Варакторный диод: принцип работы". Микроволновая и радиолокационная техника (2-е изд.). Технические публикации Пуны. ISBN 978-81-8431-121-1.

В данной статье использованы материалы статьи Citizendium «Полупроводниковый диод», которая распространяется по лицензии Creative Commons Attribution-ShareAlike 3.0 Unported License , но не по лицензии GFDL .