p – n переход

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

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

Солнечные элементы и светоизлучающие диоды (светодиоды) по сути представляют собой pn-переходы, в которых полупроводниковые материалы выбираются, а геометрия компонентов разрабатывается так, чтобы максимизировать желаемый эффект (поглощение или излучение света). Переход Шоттки представляет собой случай, аналогичный ap – n-переходу, где вместо полупроводника n-типа роль «отрицательного» источника заряда выполняет металл.

История

Изобретение p–n-перехода обычно приписывают американскому физику Расселу Олу из Bell Laboratories в 1939 году. ^[1] Двумя годами позже (1941 г.) Вадим Лашкарёв сообщил об открытии p–n-переходов в Cu ₂ O, фотоэлементах из сульфида серебра и селеновых выпрямителях. ^[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 оказаться обедненным 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 течь 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 разность потенциалов на переходе образуется . Эта разность потенциалов называется встроенным потенциалом. $V_{\rm {bi}}$ .

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 p – n-интерфейса теряют нейтральность и большую часть своих мобильных носителей, образуя область пространственного заряда. или слой истощения (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 рисунка A имеет логарифмический масштаб, 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-интерфейса, поэтому в этом примере она простирается дальше на менее легированной стороне (n-сторона на рисунках A и B).

Смещение вперед

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 на расстоянии 1–15 см. ⁻³ (160 мкКл/см ³) уровень легирования, что приводит к созданию встроенного потенциала ~ 0,59 В. Об уменьшении ширины обеднения можно судить по сужению 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 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

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 ширины обедненной области увеличение . 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 обеднения p – n-перехода разрушается и начинает течь ток, обычно в результате процессов зенеровского или лавинного пробоя . Оба эти процесса пробоя являются неразрушающими и обратимыми до тех пор, пока величина протекающего тока не достигнет 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, проводит, если напряжение становится выше. Этот эффект ограничивает напряжение на диоде.

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

Основные уравнения

Размер региона истощения

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

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

где $V$ электрический потенциал , $\rho$ плотность заряда , $\varepsilon$ диэлектрическая проницаемость и $q$ - величина заряда электрона.

В общем случае примеси имеют профиль концентрации, который меняется с глубиной x, но для простого случая резкого перехода $C_{A}$ можно считать постоянным на стороне p перехода и нулевым на стороне n, и $C_{D}$ можно считать постоянным на n-стороне перехода и нулевым на p-стороне. Позволять $d_{p}$ быть шириной области обеднения на p-стороне и $d_{n}$ ширина области обеднения на n-стороне. Тогда, поскольку $P_{0}=N_{0}=0$ в области истощения, должно быть так, что

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

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

И таким образом, позволив $d$ — общая ширина области обеднения, мы получаем $d={\sqrt {{\frac {2\varepsilon }{q}}{\frac {C_{A}+C_{D}}{C_{A}C_{D}}}\Delta V}}$

$\Delta V$ можно записать как $\Delta V_{0}+\Delta V_{\text{ext}}$ , где мы разбили разность напряжений на равновесное плюс внешние составляющие. Равновесный потенциал возникает из-за диффузионных сил, и поэтому мы можем вычислить $\Delta V_{0}$ реализуя соотношение Эйнштейна и предполагая, что полупроводник невырожден ( т. е. произведение ${P}_{0}{N}_{0}={n}_{i}^{2}$ не зависит от энергии Ферми ): $\Delta V_{0}={\frac {kT}{q}}\ln \left({\frac {C_{A}C_{D}}{P_{0}N_{0}}}\right)={\frac {kT}{q}}\ln \left({\frac {C_{A}C_{D}}{n_{i}^{2}}}\right)$ где T — температура полупроводника, а k — постоянная 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 ( $\mathbf {J} _{F}$ $\mathbf {J} _{F}$ )
- Диффузионный ток: ток, обусловленный локальным дисбалансом концентрации носителей. $n$ , через уравнение $\mathbf {J} _{D}\propto -q\nabla n$
Обратный ток ( $\mathbf {J} _{R}$ $\mathbf {J} _{R}$ )
- Ток возбуждения
- Ток генерации

См. также

Ссылки

^ 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 .
^ 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.
^ Шокли, Уильям (1950). Электроны и дырки в полупроводниках: с применением к транзисторной электронике, серия Bell Telephone Laboratories, Ван Ностранд. ISBN 0882753827, 780882753829.
^ Мишра, Умеш (2008). Физика и проектирование полупроводниковых приборов . Спрингер. стр. С155. ISBN 978-1-4020-6480-7 .
^ Хук, младший; ОН Холл (2001). Физика твердого тела . Джон Уайли и сыновья. ISBN 978-0-471-92805-8 .
^ 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. дои : 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.

[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] Хук, младший; ОН Холл (2001). Физика твердого тела . Джон Уайли и сыновья. ISBN 978-0-471-92805-8 .

[LuqueHegedus2011-6] Луке, Антонио; Хегедус, Стивен (29 марта 2011 г.). Справочник по фотоэлектрической науке и технике . Джон Уайли и сыновья. ISBN 978-0-470-97612-8 .

[1]

[2]

[3]

[4]

[5]

[6]