p-n-диод

См. Также: p – n-переход и диод § Полупроводниковые диоды.

P – N диод

Тип	Полупроводник
Working principleПринцип работы	p – n переход
Конфигурация контактов	А: Анод, К: Катод
Электронный символ

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 преобразование переменного тока в постоянный, обнаружение радиосигналов, а также излучение и обнаружение света.

Структура

На рисунке показаны две из многих возможных структур, используемых для полупроводниковых p – n -диодов, обе адаптированы для увеличения напряжения, которое устройства могут выдерживать при обратном смещении. Верхняя структура использует мезу, чтобы избежать резкого искривления p. ⁺ - область рядом с прилегающим n- слоем. В нижней структуре используется слегка легированное p -защитное кольцо на краю острого угла p. ⁺ - слой для распространения напряжения на большее расстояние и уменьшения электрического поля. (Верхние индексы типа n ⁺ или н ⁻ относятся к более тяжелым или легким уровням легирования примесями.)

Структура меза-диода (вверху) и планарная диодная структура с защитным кольцом (внизу).

Электрическое поведение

Неидеальные p–n- диода. вольт-амперные характеристики

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

Полупроводниковый диод не идеален. Как показано на рисунке, диод не проводит заметной проводимости до тех пор, пока не будет достигнуто ненулевое напряжение перегиба (или напряжение включения , включения или пороговое напряжение) , значение которого зависит от полупроводника (перечислено в разделе Диод § Прямое пороговое напряжение для различных полупроводники ). Выше этого напряжения наклон кривой ток-напряжение не бесконечен (сопротивление открытого состояния не равно нулю). В обратном направлении диод проводит ненулевой ток утечки (увеличенный на рисунке в меньшем масштабе), и при достаточно большом обратном напряжении ниже напряжения пробоя ток увеличивается очень быстро при более отрицательных обратных напряжениях.

Как показано на рисунке, сопротивления включения или отключения представляют собой обратные наклоны вольт-амперной характеристики в выбранной точке смещения :

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

где $r_{\text{D}}$ это сопротивление и $i_{\text{D}}$ - изменение тока, соответствующее изменению напряжения на диоде $\Delta v_{\text{D}}$ по предвзятости $V_{\text{bias}}\,.$

Операция

Основная статья: p – n переход

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

работа резкого p–n- Здесь рассматривается диода. Под «резким» подразумевается, что легирование p- и n-типа демонстрирует разрыв ступенчатой ​​функции 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 помощью диаграмм изгиба зон , которые показывают, как наименьшая энергия зоны проводимости и наибольшая энергия валентной зоны изменяются в зависимости от положения внутри диода при различных условиях смещения. Дополнительное обсуждение см. в статьях Полупроводник и Зонная диаграмма .

Нулевое смещение

Диаграмма изгиба полосы - диода p – n при нулевом приложенном напряжении. Область истощения заштрихована.

На рисунке представлена ​​диаграмма изгиба зон p–n- диода; то есть края зоны проводимости (верхняя линия) и валентной зоны (нижняя линия) показаны в зависимости от положения по обе стороны от перехода между материалом p -типа (левая сторона) и n -типа. материал (правая сторона). Когда области p -типа и n -типа одного и того же полупроводника объединены и два контакта диода закорочены, уровень полузанятости Ферми (штриховая горизонтальная прямая линия) находится на постоянном уровне. Этот уровень обеспечивает правильность заселенности дырок и электронов в свободном от поля объеме по обе стороны от перехода. (Так, например, электрону не обязательно покидать n -сторону и перемещаться на p -сторону через короткое замыкание, чтобы регулировать заселенность.)

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 зоны, обозначенную φ _B . Этот шаг приводит к тому, что плотность электронов на p -стороне становится фактором Больцмана. $e^{-\varphi _{\text{B}}/V_{\text{T}}}$меньше, чем на n -стороне, что соответствует меньшей плотности электронов в p -области. Символ $V_{\text{T}}$ обозначает тепловое напряжение , определяемое как $V_{\text{T}}={\tfrac {k_{\text{B}}T}{q}}.$ При Т = 290 Кельвинов (комнатная температура) тепловое напряжение составляет примерно 25 мВ. Точно так же плотность дырок на n -стороне в больцмановский фактор меньше, чем на p -стороне. Это взаимное уменьшение плотности неосновных носителей через переход приводит к тому, что pn -произведение плотностей носителей становится

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

в любом положении внутри диода в равновесии. Где $p_{\text{B}}$ и $n_{\text{B}}$ — объемные плотности основных носителей на p -стороне и n -стороне соответственно.

В результате такого шага по краям зоны обедненная область вблизи перехода становится обедненной как дырками, так и электронами, образуя изолирующую область почти без подвижных зарядов. Однако существуют фиксированные неподвижные заряды, обусловленные ионами-примесями. Практически полное отсутствие подвижного заряда в обедненном слое означает, что присутствующих подвижных зарядов недостаточно, чтобы уравновесить неподвижный заряд, вносимый ионами примеси: отрицательный заряд на стороне p -типа из-за акцепторной примеси и положительный заряд на n- стороне. -типовая сторона из-за донорской примеси. Из-за этого заряда в этой области существует электрическое поле, определяемое уравнением Пуассона . Ширина области обеднения регулируется таким образом, чтобы отрицательный заряд акцептора на p -стороне точно уравновешивал положительный заряд донора на n -стороне, поэтому за пределами области обеднения с обеих сторон не существует электрического поля.

В этой конфигурации полосы напряжение не подается и ток через диод не протекает. Чтобы пропустить ток через диод, прямое смещение необходимо применить , как описано ниже.

Смещение вперед

Диаграмма изгиба полосы диода p – n- при прямом смещении. Диффузия гонит носителей через перекресток.

Квазифермиевские уровни и плотности носителей в прямосмещенном p–n -диоде. На рисунке предполагается, что рекомбинация ограничена областями, где концентрация основных носителей близка к объемным значениям, что неточно, когда роль играют центры рекомбинационной генерации в области поля.

При прямом смещении положительная клемма батареи подключена к материалу p -типа, а отрицательная клемма подключена к материалу n -типа, так что дырки инжектируются в материал p -типа, а электроны - в материал n -типа. Электроны в материале n- типа на этой стороне называются основными носителями, а электроны, которые попадают на сторону p -типа, называются неосновными носителями. Те же дескрипторы применимы и к дыркам: они являются мажоритарными носителями на стороне p -типа и неосновными носителями на стороне n -типа.

Прямое смещение разделяет два объемных уровня половинной занятости на величину приложенного напряжения, что уменьшает расстояние между краями объемной зоны p -типа и делает их ближе по энергии к краям n -типа. Как показано на диаграмме, шаг по краям зоны уменьшается под действием приложенного напряжения до $\varphi _{\text{B}}-v_{\text{D}}.$ (Диаграмма изгиба зон приведена в единицах вольт, поэтому заряд электрона не преобразуется $v_{\text{D}}$ к энергии.)

При прямом смещении протекает диффузионный ток (то есть ток, вызванный градиентом концентрации) дырок с p -стороны на n- сторону и электронов в противоположном направлении с n -стороны на p- сторону. Градиент, вызывающий этот перенос, устроен следующим образом: в удаленном от границы раздела объеме неосновные носители имеют очень низкую концентрацию по сравнению с основными носителями, например, электронная плотность на p -стороне (где они являются неосновными носителями) фактор $e^{-\varphi _{\text{B}}/V_{\text{T}}}$ ниже, чем на n- стороне (где они являются мажоритарными носителями). С другой стороны, вблизи интерфейса приложение напряжения $v_{\text{D}}$ уменьшает шаг краев зон и увеличивает плотность неосновных носителей на фактор Больцмана $e^{v_{\text{D}}/V_{\text{T}}}$ выше объемных значений. Внутри перехода pn- произведение увеличивается выше равновесного значения до:

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

Градиент, вызывающий диффузию, представляет собой разницу между большими избыточными плотностями неосновных носителей у барьера и низкими плотностями в объеме, и этот градиент вызывает диффузию неосновных носителей из границы раздела в объем. Количество инжектированных неосновных носителей уменьшается по мере их перемещения в объем за счет механизмов рекомбинации , которые приводят избыточные концентрации к объемным значениям.

Рекомбинация может произойти при прямом столкновении с основным носителем, уничтожая оба носителя, или через генерации рекомбинации — центр дефект, который поочередно захватывает дырки и электроны, способствуя рекомбинации. Неосновные носители имеют ограниченное время жизни , и это время жизни, в свою очередь, ограничивает, насколько далеко они могут диффундировать со стороны основных носителей на сторону неосновных носителей, так называемая диффузионная длина . В светоизлучающем диоде рекомбинация электронов и дырок сопровождается излучением света с длиной волны, соответствующей энергетической щели между валентной зоной и зоной проводимости, поэтому диод преобразует часть прямого тока в свет.

При прямом смещении линии полузаселенности дырок и электронов не могут оставаться плоскими во всем устройстве, как в равновесии, а становятся квазиуровнями Ферми , которые меняются в зависимости от положения. Как показано на рисунке, электронный квазиуровень Ферми смещается с положением от равновесного уровня Ферми половинного заполнения в n- объеме к равновесному уровню половинного заполнения для дырок глубоко в p- объеме. Дырочный квазиуровень Ферми делает обратное. Два квазиуровня Ферми совпадают только в глубине объемного материала.

На рисунке показано падение плотности основных носителей по сравнению с уровнями плотности основных носителей. $(n_{\text{B}},p_{\text{B}})$ в соответствующих сыпучих материалах до уровня фактора $e^{-(\varphi _{\text{B}}-v_{\text{D}})/V_{\text{T}}}$ меньше на вершине барьера, что уменьшается от равновесного значения $\varphi _{\text{B}}$ на величину прямого смещения диода $v_{\text{D}}.$ Поскольку этот барьер расположен в противоположно легированном материале, инжектированные носители в положении барьера теперь являются неосновными носителями. По мере развития рекомбинации плотности неосновных носителей падают с глубиной до их равновесных значений для объемных неосновных носителей, что является фактором $e^{-\varphi _{\text{B}}/V_{\text{T}}}$ меньше их объемной плотности $(n_{\text{B}},p_{\text{B}})$ в качестве большинства носителей до инъекции. В этот момент квазиуровни Ферми воссоединяются с позициями объемных уровней Ферми.

Уменьшение шага краев зоны также означает, что при прямом смещении обедненная область сужается, поскольку в нее вталкиваются дырки с p -стороны и электроны с n -стороны.

В простом p – n -диоде прямой ток увеличивается экспоненциально с увеличением напряжения прямого смещения из-за экспоненциального увеличения плотности носителей, поэтому всегда существует некоторый ток даже при очень малых значениях приложенного напряжения. Однако, если кого-то интересует какой-то конкретный уровень тока, для достижения этого уровня тока потребуется напряжение «колена» (~ 0,7 В для кремниевых диодов, другие перечислены в разделе «Диод § Прямое пороговое напряжение для различных полупроводников» ). Выше колена ток продолжает расти в геометрической прогрессии. Некоторые специальные диоды, например варакторы, специально разработаны для поддержания низкого уровня тока до некоторого напряжения перегиба в прямом направлении.

Обратное смещение

См. Также: Стабилитрон и Фотодиод.

Изгиб полосы для p – n- диода при обратном смещении

Уровни квазиФерми в обратносмещенном p–n -диоде.

При обратном смещении уровень заполнения дырок снова имеет тенденцию оставаться на уровне объемного полупроводника p -типа, тогда как уровень заполнения электронов следует за уровнем заполнения объемного полупроводника n -типа. В этом случае края объемной зоны p -типа приподняты относительно объема n -типа за счет обратного смещения $v_{\text{R}},$ таким образом, два объемных уровня занятости снова разделяются энергией, определяемой приложенным напряжением. Как показано на диаграмме, такое поведение означает, что шаг краев полосы увеличивается до $\varphi _{\text{B}}+v_{\text{R}},$ и область обеднения расширяется по мере того, как от нее отрываются дырки на p -стороне и электроны на n -стороне.

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

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

Диодный закон

Основная статья: уравнение диода Шокли

Поведение постоянного тока и напряжения идеального p – n- диода определяется уравнением диода Шокли :

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

где

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

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

$n$ — это коэффициент идеальности , введенный для моделирования более медленной скорости роста, чем предсказывает закон идеального диода.

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

Это уравнение не моделирует неидеальное поведение, такое как чрезмерная обратная утечка или явление пробоя.

Используя это уравнение, сопротивление диода равно

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

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

Емкость

См. также: Варактор

Слой обеднения между n и p сторонами p – n -диода служит изолирующей областью, разделяющей два контакта диода. Таким образом, диод при обратном смещении демонстрирует 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 увеличивается с увеличением обратного смещения. $v_{\text{R}}$ и емкость соответственно уменьшается. Таким образом, переход служит конденсатором, управляемым напряжением. В упрощенной одномерной модели емкость перехода равна:

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

с $A$ область устройства, $\kappa$ относительная диэлектрическая проницаемость полупроводника, $\varepsilon _{0}$ электрическая постоянная и $w$ ширина истощения (толщина области, где плотность мобильных носителей незначительна).

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. С точки зрения накопленного заряда неосновных носителей ток диода равен:

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

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

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

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

Переходный процесс

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

Диод представляет собой сильно нелинейное устройство, но при изменениях слабого сигнала его реакцию можно проанализировать с помощью схемы слабого сигнала, основанной на выбранной точке покоя постоянного смещения (или точке Q), вокруг которой предположительно изменяется сигнал. Эквивалентная схема диода, управляемого источником Нортона с током $I_{\text{S}}$ и сопротивление $R_{\text{S}}$ показано. Используя текущий закон Кирхгофа на выходном узле:

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

с $C_{\text{D}}$ диффузионная емкость диода, $C_{\text{J}}$ емкость диодного перехода (емкость обедненного слоя) и $r_{\text{D}}$ выключения диода включения или сопротивление , все в этой точке Q. Тогда выходное напряжение, обеспечиваемое этой схемой, составит:

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

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

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

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

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

которая связывает угловую частоту со временем прохождения диода.

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

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

и меняется в зависимости от обратного смещения, поскольку ширина $w(v_{\text{R}})$ изолирующая область, обедненная мобильными несущими, увеличивается с увеличением обратного смещения диода, уменьшая емкость.

См. также

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

Примечания

Эта статья включает в себя материал из статьи Citizendium « Полупроводниковый диод », которая распространяется под лицензией Creative Commons Attribution-ShareAlike 3.0 Unported License , но не под лицензией GFDL .