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 соединяется 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. перехода, 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.

Другое применение обратного смещения — это варакторные диоды, где 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 ${\displaystyle d}$

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

${\displaystyle \Delta V}$может быть записано как , где мы разбили разность напряжений на равновесные 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 сплавом
• 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: приложения 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.