p–n переход

Переход полупроводник–полупроводник

Диод с p–n переходом . Также показано условное обозначение схемы.

P –n-переход представляет собой комбинацию двух типов полупроводниковых материалов , p-типа и n-типа , в одном кристалле . Сторона «n» (отрицательная) содержит свободно движущиеся электроны , в то время как сторона «p» (положительная) содержит свободно движущиеся электронные дырки . Соединение двух материалов приводит к созданию обедненной области вблизи границы, поскольку свободные электроны заполняют имеющиеся дырки, что, в свою очередь, позволяет электрическому току проходить через переход только в одном направлении.

p–n-переходы представляют собой простейший случай полупроводникового электронного устройства ; pn-переход сам по себе, будучи подключенным с обеих сторон к схеме, является диодом . Более сложные компоненты схемы могут быть созданы путем дальнейших комбинаций полупроводников p-типа и n-типа; например, биполярный транзистор (BJT) является полупроводником в форме n–p–n или p–n–p. Комбинации таких полупроводниковых устройств на одном кристалле позволяют создавать интегральные схемы .

Солнечные элементы и светодиоды (LED) по сути являются pn-переходами, где полупроводниковые материалы выбираются, а геометрия компонента проектируется для максимизации желаемого эффекта (поглощения или испускания света). Переход Шоттки — это аналогичный случай p–n-перехода, где вместо полупроводника n-типа металл напрямую выполняет роль «отрицательного» поставщика заряда.

История

Изобретение p–n-перехода обычно приписывают американскому физику Расселу Олу из Bell Laboratories в 1939 году. ^[1] Два года спустя (1941) Вадим Лашкарев сообщил об открытии p–n-переходов в фотоэлементах на основе _Cu2O и сульфида серебра, а также в селеновых выпрямителях. ^[2] Современная теория p–n-переходов была изложена Уильямом Шокли в его классической работе «Электроны и дырки в полупроводниках» (1950). ^[3]

Характеристики

Атомы кремния (Si), увеличенные примерно в 45 000 000 раз (размер изображения примерно 955 мкм × 955 мкм)

P–n-переход обладает полезным свойством для современной полупроводниковой электроники. Полупроводник, легированный p-примесью, относительно проводит ток . То же самое относится к полупроводнику, легированному n-примесью, но переход между ними может стать обедненным носителями заряда в зависимости от относительного напряжения двух областей полупроводника. Манипулируя потоком носителей заряда через этот обедненный слой, p–n-переходы обычно используются в качестве диодов : элементов схемы, которые пропускают ток электричества в одном направлении, но не пропускают в другом (противоположном) направлении.

Смещение – это приложение напряжения относительно области p–n-перехода:

• Прямое смещение происходит в направлении легкого протекания тока.
• Обратное смещение происходит в направлении, где ток слабый или отсутствует.

Свойства прямого смещения и обратного смещения p–n-перехода подразумевают, что его можно использовать в качестве диода. Диод с p–n-переходом позволяет носителям заряда течь в одном направлении, но не в противоположном; отрицательные носители заряда (электроны) могут легко течь через переход от n к p, но не от p к n, а 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 p–n-переходе без внешнего приложенного напряжения достигается состояние равновесия, при котором на переходе образуется разность потенциалов . Эта разность потенциалов называется встроенным потенциалом . ${\displaystyle V_{\rm {bi}}}$

В месте соединения некоторые свободные электроны n-типа перемещаются в p-тип из-за случайной тепловой миграции («диффузии»). По мере того, как они диффундируют в p-тип, они объединяются с дырками и нейтрализуют друг друга. Аналогичным образом некоторые положительные дырки p-типа диффундируют в n-тип и объединяются со свободными электронами и нейтрализуют друг друга. Положительно заряженные («донорные») атомы легирующей примеси в n-типе являются частью кристалла и не могут двигаться. Таким образом, в n-типе область вблизи соединения имеет фиксированное количество положительного заряда. Отрицательно заряженные («акцепторные») атомы легирующей примеси в p-типе являются частью кристалла и не могут двигаться. Таким образом, в p-типе область вблизи соединения становится отрицательно заряженной. В результате получается область вблизи соединения, которая отталкивает подвижные заряды от соединения через электрическое поле, которое создают эти заряженные области. Области вблизи p–n-интерфейса теряют свою нейтральность и большую часть своих подвижных носителей, образуя область пространственного заряда или обедненный слой (см. рисунок А ).

Рисунок A. P–n-переход в тепловом равновесии с приложенным нулевым напряжением смещения. Концентрация электронов и дырок представлена ​​синими и красными линиями соответственно. Серые области являются нейтральными по заряду. Светло-красная зона заряжена положительно. Светло-голубая зона заряжена отрицательно. Электрическое поле показано внизу, электростатическая сила, действующая на электроны и дырки, и направление, в котором диффузия стремится перемещать электроны и дырки. (Логограммы кривых концентрации должны быть на самом деле более плавными, с наклоном, изменяющимся в зависимости от напряженности поля.)

Электрическое поле, созданное областью пространственного заряда, противодействует процессу диффузии как для электронов, так и для дырок. Существуют два сопутствующих явления: процесс диффузии, который имеет тенденцию генерировать больше пространственного заряда, и электрическое поле, созданное пространственным зарядом, которое имеет тенденцию противодействовать диффузии. Профиль концентрации носителей в равновесии показан на рисунке A синими и красными линиями. Также показаны два уравновешивающих явления, которые устанавливают равновесие.

Рисунок B. P–n-переход в тепловом равновесии с приложенным нулевым напряжением смещения. Под переходом приведены 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 диффузией основных носителей . Когда достигается равновесие, плотность заряда аппроксимируется отображаемой ступенчатой ​​функцией. Фактически, поскольку ось y рисунка A является логарифмической шкалой, область почти полностью обеднена основными носителями (оставляя плотность заряда, равную чистому уровню легирования), а граница между областью пространственного заряда и нейтральной областью довольно резкая (см. рисунок B , график Q(x)). Область пространственного заряда имеет одинаковую величину заряда по обе стороны p–n-интерфейсов, поэтому она простирается дальше на менее легированной стороне в этом примере (сторона n на рисунках A и B).

Прямое смещение

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

При прямом смещении p-тип соединен с положительным выводом, а n-тип соединен с отрицательным выводом. На панелях показана диаграмма энергетических зон , электрическое поле и чистая плотность заряда . Оба p- и n-перехода легированы на уровне легирования 1e15 см ⁻³ (160 мкКл/см3 ⁾ , что приводит к встроенному потенциалу ~0,59 В. Уменьшение ширины обеднения можно вывести из сокращения движения носителей через p–n-переход, что, как следствие, снижает электрическое сопротивление. Электроны, которые пересекают p–n-переход в материал p-типа (или дырки, которые пересекают в материал n-типа), диффундируют в близлежащую нейтральную область. Количество диффузии неосновных ионов в околонейтральных зонах определяет количество тока, которое может протекать через диод.

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

Хотя электроны проникают только на небольшое расстояние в материал p-типа, электрический ток продолжается непрерывно, потому что дырки (основные носители) начинают течь в противоположном направлении. Полный ток (сумма токов электронов и дырок) постоянен в пространстве, потому что любое изменение приведет к накоплению заряда с течением времени (это закон тока Кирхгофа ). Поток дырок из области p-типа в область n-типа в точности аналогичен потоку электронов из N в P (электроны и дырки меняются ролями, и знаки всех токов и напряжений меняются на противоположные).

Таким образом, макроскопическая картина протекания 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 рекомбинирующих вблизи перехода. Электроны и дырки движутся в противоположных направлениях, но они также имеют противоположные заряды, поэтому общий ток имеет одинаковое направление по обе стороны диода, как и требуется.

Уравнение диода Шокли моделирует рабочие характеристики прямого смещения p–n-перехода за пределами лавинной области (области обратного смещения).

Обратное смещение

Кремниевый p–n-переход в обратном смещении

Подключение области p-типа к отрицательному выводу источника напряжения, а области n-типа к положительному выводу соответствует обратному смещению. Если диод имеет обратное смещение, напряжение на катоде сравнительно выше, чем на аноде . Поэтому до тех пор, пока диод не выйдет из строя, протекает очень небольшой ток. Соединения показаны на соседней схеме.

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

Сила электрического поля обедненной зоны увеличивается по мере увеличения напряжения обратного смещения. Как только напряженность электрического поля превышает критический уровень, обедненная зона p–n-перехода разрушается и начинает течь ток, обычно либо посредством процессов пробоя Зенера , либо лавинного пробоя . Оба эти процесса пробоя являются неразрушающими и обратимыми, пока величина протекающего тока не достигает уровней, которые вызывают перегрев полупроводникового материала и вызывают тепловое повреждение.

Этот эффект используется в качестве преимущества в схемах регуляторов на основе стабилитронов . Стабилитроны имеют низкое напряжение пробоя . Стандартное значение для напряжения пробоя составляет, например, 5,6 В. Это означает, что напряжение на катоде не может быть более чем на 5,6 В выше напряжения на аноде (хотя есть небольшой рост с током), поскольку диод пробивает и, следовательно, проводит, если напряжение становится выше. Этот эффект ограничивает напряжение на диоде.

Другим применением обратного смещения являются варакторные диоды, в которых ширина зоны обеднения (контролируемая напряжением обратного смещения) изменяет емкость диода.

Управляющие уравнения

Размер области истощения

Для p–n-перехода пусть будет концентрацией отрицательно заряженных атомов-акцепторов, а будут концентрациями положительно заряженных атомов-доноров. Пусть и будут равновесными концентрациями 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 легирующие 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 можно предположить, что он постоянен на стороне n перехода и равен нулю на стороне p. Пусть будет шириной области обеднения на стороне p и шириной области обеднения на стороне n. Тогда, поскольку внутри области обеднения должно быть так, что ${\displaystyle C_{A}}$ ${\displaystyle C_{D}}$ ${\displaystyle d_{p}}$ ${\displaystyle d_{n}}$ ${\displaystyle P_{0}=N_{0}=0}$

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

потому что общий заряд на p и n сторонах обедненной области в сумме равен нулю. Поэтому, позволяя и представляем всю обедненную область и разность потенциалов через нее, ${\displaystyle D}$ ${\displaystyle \Delta V}$ $${\displaystyle \Delta V=\int _{D}\int {\frac {q}{\varepsilon }}\left[(P_{0}-N_{0})+(C_{D}-C_{A})\right]\,\mathrm {d} x\,\mathrm {d} x={\frac {C_{A}C_{D}}{C_{A}+C_{D}}}{\frac {q}{2\varepsilon }}(d_{p}+d_{n})^{2}}$$

И таким образом, принимая за общую 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 разницу напряжений на равновесные плюс внешние компоненты. Равновесный потенциал возникает из-за сил диффузии, и, таким образом, мы можем рассчитать, применяя соотношение Эйнштейна и предполагая, что полупроводник невырожден ( т.е. произведение не зависит от энергии Ферми ): где T — температура полупроводника, а k — постоянная Больцмана . ^[6] ${\displaystyle \Delta V_{0}+\Delta V_{\text{ext}}}$ ${\displaystyle \Delta V_{0}}$ ${\displaystyle {P}_{0}{N}_{0}={n}_{i}^{2}}$ $${\displaystyle \Delta V_{0}={\frac {kT}{q}}\ln \left({\frac {C_{A}C_{D}}{P_{0}N_{0}}}\right)={\frac {kT}{q}}\ln \left({\frac {C_{A}C_{D}}{n_{i}^{2}}}\right)}$$

Ток через область истощения

Уравнение идеального диода Шокли характеризует ток через p–n-переход как функцию внешнего напряжения и условий окружающей среды (температура, выбор полупроводника и т. д.). Чтобы увидеть, как его можно вывести, мы должны рассмотреть различные причины тока. Соглашение заключается в том, что прямое (+) направление должно быть направлено против встроенного градиента потенциала диода в состоянии равновесия.

• Прямой ток ( ) ${\displaystyle \mathbf {J} _{F}}$
  • Диффузионный ток: ток, вызванный локальным дисбалансом концентрации носителей , через уравнение ${\displaystyle n}$ ${\displaystyle \mathbf {J} _{D}\propto -q\nabla n}$
• Обратный ток ( ) ${\displaystyle \mathbf {J} _{R}}$
  • Ток поля
  • Ток генерации

Смотрите также

• Транзистор с переходом из сплава
• Профилирование емкости и напряжения
• Глубокая переходная спектроскопия
• Делокализованный электрон
• Моделирование диода
• Полевой транзистор
• n–p–n транзистор
• p–n–p транзистор
• Полупроводниковый детектор
• Полупроводниковый прибор
• Транзисторно-транзисторная логика

Ссылки

1. Риордан, Майкл ; Ходдесон, Лиллиан (1988). Crystal Fire: изобретение транзистора и рождение информационной эпохи. WW Norton & Company. стр. 88–97. ISBN 978-0-393-31851-7.
2. Лашкарев, VE (2008) [1941]. "Исследование барьерного слоя методом термозонда" (PDF) . Ukr. J. Phys . 53 (специальный выпуск): 53–56. ISSN  2071-0194. Архивировано из оригинала (PDF) 2015-09-28.
3. Шокли, Уильям (1950). Электроны и дырки в полупроводниках: с приложениями к транзисторной электронике, серия Bell Telephone Laboratories, Van Nostrand. ISBN 0882753827, 780882753829.
4. Мишра, Умеш (2008). Физика и проектирование полупроводниковых приборов . Springer. стр. P155. ISBN 978-1-4020-6480-7.
5. Хук, Дж. Р.; Х. Э. Холл (2001). Физика твердого тела . John Wiley & Sons. ISBN 978-0-471-92805-8.
6. Луке, Антонио; Хегедус, Стивен (29 марта 2011 г.). Справочник по фотоэлектрической науке и технике. John Wiley & Sons. ISBN 978-0-470-97612-8.

Дальнейшее чтение

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

Внешние ссылки

• PN-переход. Как работают диоды? (английская версия) Обучающее видео о PN-переходе.
• «PN Junction» – PowerGuru, август 2012 г.