Контактные явления. Р-n-переход

Размещено на http://www.allbest.ru//

Размещено на http://www.allbest.ru//

Контактные явления. Р-n-переход



1. Электронно - дырочный переход

Прогресс в развитии современной радиоэлектроники связан с использованием контакта двух примесных полупроводников с разным типом проводимости. Такой контакт получил название электронно-дырочного перехода или просто р-n-перехода.

Поверхность, по которой контактируют слои р- и n- типов называется металлургической границей. Электронно-дырочные переходы классифицируются по резкости металлургической границы.

Ступенчатыми называют переходы с идеальной границей, по одну сторону которой находятся доноры с концентрацией NД, по другую акцепторы с концентрацией NА (рис.1а).

Плавными называют переходы, у которых в районе металлургической границы концентрация одного типа примеси растет, а другого типа уменьшается. Положение металлургической границы в этом случае определяется равенством NД = NА (рис.1б).

Все реальные переходы плавные. Но для приближенного изучения свойств р-n-переходов используют идеализацию - ступенчатый переход. Анализ в этом случае наиболее прост.

По соотношению концентраций примеси переходы делят на:

симметричные: NД NА;

несимметричные: NД NА;

односторонние: концентрации примесей различаются на один - два порядка и более.

Наиболее распространены несимметричные переходы. В односторонних переходах приняты обозначения: р+-n или р-n+, где верхний индекс «+» соответствует слою со значительно большей концентрацией.

2. Равновесное состояние р-n-перехода

Будем для простоты рассматривать ступенчатый симметричный р-n-переход (рис.2). Пусть металлургической границей является плоскость Х = 0. Температура р-n-перехода соответствует области температур истощения примеси. Поэтому в n-области концентрация основных носителей заряда электронов

nnо = NД

и nnо >> рnо - концентрации неосновных носителей заряда - дырок.

Для р-области концентрация основных носителей заряда - дырок

рро = NА

и рро >> nро - концентрации неосновных носителей заряда - электронов. Концентрации неосновных носителей заряда можно определить из соотношения:

nnорnо = nрорро = ni2.



Для примера в Si: ni 1010 см-3; NД NА 1014 см-3. Тогда nnо рро 1014 см-3, nро рnо 106 см-3. Видно, что концентрации основных и неосновных носителей заряда различаются примерно на восемь порядков.

Большое различие в концентрациях однотипных носителей заряда в контактирующих областях приводит в момент образования контакта к возникновению мощных диффузионных потоков основных носителей заряда: электронов из n-области в р-область:

nn --> p

и дырок из р-области в n-область

рр --> n .

Электроны, перешедшие в р-область, рекомбинируют вблизи границы раздела с дырками этой области. В результате в приконтактном слое р-области практически не остается дырок (рис.2б). Поскольку в полупроводнике р-типа дырки возникают за счет ионизации акцепторной примеси, то в приконтактном слое р-области формируется неподвижный объемный отрицательный заряд ионизированных атомов акцептора (рис.2в). Дырки, которые компенсировали этот заряд, прорекомбинировали с электронами, перешедшими из n-области. Кроме того, концентрация дырок в приконтактном слое р-области уменьшается за счет диффузионного потока рр --> n.

Аналогично, дырки, перешедшие из р-области в n-область, рекомбинируют в близи границы раздела с электронами n-области. В результате в приконтактном слое n-области практически не остается электронов (рис.2б). Кроме того, концентрация электронов уменьшается за счет перехода части электронов в р-область за счет диффузионного потока nn --> p. Поэтому в приконтактном слое n-области формируется неподвижный объемный положительный заряд ионизированных атомов донора (рис.2в).

Появление зарядов приводит к возникновению разности потенциалов и соответствующего ей электрического поля Е. Направление поля таково, что оно препятствует движению основных носителей заряда и приводит к снижению диффузионных потоков nn --> p и рр --> n (рис.2б).

Но это же поле не препятствует движению неосновных носителей заряда. Электроны из р-области и дырки из n-области в силу теплового движения попадают в слой объемного заряда. Здесь они подхватываются полем и переносятся через р-n-переход. То есть электрическое поле в р-n-переходе не препятствует движению через него неосновных носителей заряда. Возникают потоки неосновных носителей заряда (рис.2б):

nр --> n рn -- > р.

В первый момент образования р-n-перехода

nn --> p >> nр --> n и рр --> n >> рn -- > р.

Но по мере роста объемного заряда увеличивается напряженность электрического поля, что уменьшает потоки основных носителей заряда. В тоже время потоки неосновных носителей заряда остаются неизменными, поскольку поле не препятствует их движению. Поэтому электрическое поле быстро достигает такой величины, при которой наступает равенство потоков основных и неосновных носителей заряда:

nn --> p = nр --> n и рр --> n = рn -- > р.

Это соответствует установлению в р-n-переходе состояния динамического равновесия, которому отвечает контактная разность потенциалов, обозначаемая как Vк. Этой разности потенциалов отвечает электрическое поле с напряженностью Eк.

Электрический ток через переход в состоянии равновесия равен нулю.

Внешние границы областей пространственных зарядов являются границами р-n-перехода и определяют его толщину d. Различают толщину перехода в р- и n-областях, которые обозначаются как dр и dn (рис.2в).

3. Контактная разность потенциалов р-n-перехода



Определим, чем определяется величина VК. Энергетическая диаграмма р- и n-об-ластей полупроводника до образования р-n-перехода имеет вид, представленный на рис.3а.

Энергетические уровни ЕС и ЕV изображаются прямыми линиями. Это выражает тот факт, что энергия электрона, например, одинакова на дне зоны проводимости в р- и n-областях.

Положение уровня Ферми EF различно. В р-области EpF смещен к потолку валентной зоны, а в n-области EnF смещен ко дну зоны проводимости.

После установления равновесия образуется р-n-переход с потенциальным барьером к = qVк для основных носителей заряда (рис.3б). Электрон, находящийся на дне зоны проводимости ЕС, при переходе из n-области в р-область для преодоления действия электрического поля Ек контактной разности потенциалов Vк должен увеличить свою энергию на величину к = qVк. Поэтому энергетические уровни в р- и n-областях смещаются относительно друг-друга на величину к, искривляясь в области р-n-перехода. При этом уровни Ферми EnF и EpF устанавливаются на одной высоте, что соответствует состоянию равновесия р-n-перехода.

Следует отметить, что в состоянии термодинамического равновесия уровень Ферми в любых гетерогенных (разнородных) системах имеет одно и тоже значение энергии и поэтому изображается горизонтальной линией. Например, в контактах металл - металл, металл - полупроводник, полупроводник - диэлектрик и так далее.

Величину VК можно определить исходя из следующих соображений.

Концентрация дырок в р-области определяется положением уровня Ферми (4.4):

рро ~

Так как , то потолок валентной зоны EV в n-области смещен вниз на величину qVК относительно потолка валентной зоны в р-области. Тогда концентрация дырок в n-области:

рnо ~ .

Отношение

, (1)

здесь весьма часто встречающаяся величина T=кТq называется термическим потенци-алом. При T=3000С T = 0,0258 В. Логарифмируя и разрешая (1) относительно VК, получим:

VК =.

Используя nnорnо = ni2, получим:

Vк = = .

Отсюда следует, что Vк возрастает с увеличением концентрации основных носителей заряда или увеличением концентрации донорной и акцепторной примесей в р- и n-областях. Vк возрастает так же с увеличением Eg полупроводника, так как при этом ni уменьшается. Например, для Si с ni1010 см-3 при T = 300К, NА= NД = 1016 см-3 VК = 0,71 В.

На основании (1) можно получить соотношения, связывающие концентрации основных и неосновных носителей заряда в р- и n-областях р-n-перехода в состоянии равновесия:

рnо = рро, (2)

аналогично для электронов:

nро = nnо. (3)

4. Толщина р-n-перехода

Толщина р-n-перехода определяется внешними границами объемных зарядов (рис.2в). Расчеты показывают, что толщина слоя объемного заряда в области р-n-перехода определяется выражением:

d = = ; ; dn + dр = d . (4)

Здесь: dn - толщина слоя объемного заряда в n-области, dр - толщина слоя объемного заряда в р-области. Толщина слоя объемного заряда тем больше, чем ниже концентрация основных носителей заряда, равная концентрация соответствующей примеси. При этом толщина слоя больше в той области, где меньше концентрация примеси. Например, при NД << NА практически весь р-n-переход локализуется в n-области.

Так для Si при NД=1014см-3, NА=1016см-3, VК=0,59В, d=2,8 мкм, dn=2,77 мкм, dp=0,028 мкм. Соответственно поле контактной разности потенциалов локализуется в той области, где толщина слоя объемного заряда больше.

Интересно оценить напряженность поля в р-n-переходе: Ек = Vкd = 2,1*105 Вм - весьма большая величина.

5. Токи в равновесном р-n-переходе

В равновесном состоянии через р-n-переход протекают токи, вызванные движением основных и неосновных носителей заряда. Потокам носителей заряда соответствуют токи:

n n--> p - jnp ; pp--> n - jpn ; n p--> n - jns ; p n--> p - jps ;

jnp и jpn - токи основных носителей заряда, jns и jps - неосновных. Причем jnp = jns и jpn = jps и результирующий ток через р-n-переход равен нулю.

Плотность тока неосновных носителей заряда можно оценить следующим образом.

Выделим на внешних границах р-n-перехода единичные площадки S (рис.4). Построим на них цилиндры с образующими Ln и Lр. L - диффузионная длина носителей заряда. Диффузионная длина представляет собой среднее расстояние, на которое диффундирует носитель за время своей жизни :

,

где: D - коэффициент диффузии и - время жизни носителей заряда (среднее время между генерацией и рекомбинацией носителя заряда).

Рассмотрим поведение электронов в р-области. Так как длина цилиндра равна Ln, то все электроны, появившиеся в выделенном цилиндре в результате тепловой генерации, доходят до границы 1 р-n-перехода (рис.4). Почему все электроны? Часть электронов, появившихся в цилиндре в результате хаотического теплового движения покинут его, не достигнув границы 1. Но за пределами цилиндра появляются электроны, которые в результате теплового движения попадают в цилиндр и достигают границы 1. С учетом сказанного, можно говорить, что все электроны, появившиеся в цилиндре достигают границы 1, где они подхватываются полем Ек контактной разности потенциалов и перебрасываются в n-область.

Скорость генерации электронов в условиях теплового равновесия равна скорости их рекомбинации, поэтому nро = const. Следовательно, число электронов, появляющихся в единицу времени, в единице объема в р-области равно:

.

В выделенном цилиндре длиной Ln и площадью S=1 появляется таким образом



электронов в секунду. Они доходят до единичной площадки 1 и перебрасываются полем Ек в n-область. При этом возникает ток плотности

=.

Подобные рассуждения для дырок n-области приводят к соотношению:

=.

Следовательно, для равновесного р-n-перехода можно записать:

jnp=jns = q; jpn=jps= .

Видно, что плотность тока неосновных носителей заряда определяется их концентрацией, диффузионной длиной, временем жизни и не зависит от величины контактной разности потенциалов Vк. Видно так же, что результирующий ток через р-n-переход в состоянии равновесия равен нулю.

Р-n-переход при прямом смещении

При приложении к р-n-переходу внешней разности потенциалов или внешнего смещения происходит нарушение его равновесного состояния. Это приводит к изменению токов, протекающих через переход.

Смещение, при котором плюс источника питания приложен к р-области, а минус к n-области, называется прямым. При этом электрическое поле внешнего смещения V противоположно полю Ек.

Приложим к р-n-переходу прямое смещение V. Результирующее поле в р-n-переходе уменьшится, т.к. поле контактной разности потенциалов и поле внешней разности потенциалов встречны. Следовательно, высота потенциального барьера в -n-переходе уменьшается на величину ц = qV. Уменьшение высоты потенциального барьера приведет к увеличению потоков основных носителей заряда через р-n-переход в раз. Потоки неосновных носителей заряда останутся неизменными, поскольку поле в р-n-переходе, потенциальный барьер в нем, не влияет на движение неосновных ночителей заряда. Поэтому плотность тока основных носителей заряда возрастет по сравнению с равновесным состоянием в раз и можно записать

= для электронов и

= для дырок.

Так как плотности токов неосновных носителей jns и jps не зависят от величины потенциального барьера перехода, то полный ток, текущий через р-n-переход будет уже равен не нулю, а

= js, (5)

где js - плотность тока насыщения. Ток jпрямое - называют прямым, поскольку он отвечает внешней разности потенциалов V, приложенной в прямом направлении.

7. Р-n-переход при обратном смещении

Смещение, при котором «-» источника питания приложен к р-области, а «+» к n-области, называется обратным. При этом поле контактной разности потенциалов и внешнего напряжения смещения совпадают (рис 7). Следовательно, при обратном смещении потенциальный барьер в переходе для основных носителей заряда увеличивается на величину qV. Это вызовет уменьшение в

раз потока основных носителей заряда и, соответственно, плотностей токов jnp и jpn. По аналогии с ранее рассмотренным случаем (5) для плотности полного тока через р-n-переход можно записать:

jобр = js. (6)

Этот ток называют обратным.

8. Вольт - амперная характеристика р-n-перехода

Для плотности прямого и обратного тока получили выражения (5), (6):

js, jобр = js.

Эти формулы можно объединить, если считать, что прямому смещению соответствует V > 0, а обратному смещению V < 0. тогда выражения для плотности тока, протекающего через р-n-переход, будет иметь вид:

j = js.

Если же рассматривать полный ток, протекающий через р-n-переход, то плотность тока надо умножить на площадь перехода S и тогда :

J = Js. (7)

Это уравнение представляет собой вольт-амперную характеристику (ВАХ) р-n-перехода и выражает количественную связь между током, текущим через переход, и внешней разностью потенциалов, приложенной к переходу.

При приложении к переходу обратного смещения

, а J Js .

Практически Jобр - Js достигается уже при V 0,5 В. Таким образом, ток Js является обратным током перехода в рассматриваемой модели.

При приложении к р-n-переходу прямого смещения ток через переход растет по экспоненте и уже при незначительных напряжениях достигает большой величины. Так при V = - 0,5 В Jобр = Js; при V = 0,5 В Jпрямое = Jse 20.

Отношение:

5*108.

Это свидетельствует о том, что р-n-переход обладает односторонней проводимостью. Вид ВАХ представлен на рисунке 8. Выпрямительные свойства р-n-перехода используются в полупроводниковых диодах. Они предназначены для выпрямления переменного напряжения, детектирования, ограничения напряжения в импульсных схемах и так далее. Р-n-переход основа для изготовления биполярного транзистора. На рисунке 9 показано условное изображение диода, его обозначение VD, название выводов и их полярность.

Для более детального анализа ВАХ перехода ее записывают следующим образом:

J = Js, Js = S.

Учитывая, что: nnорnо = nрорро = ni2; рро = NА ; nnо = NД и = L2D, получим:

J = Js= =. (8)

То есть ток через переход определяется в общем случае двумя компонентами: Jn - электронной и Jp - дырочной. Это справедливо для симметричного р-n-прехода: NД NА.

В не симметричных и особенно в односторонних переходах, когда концентрации донорной и акцепторной примесей существенно различны, то одна из компонент тока будет много больше другой.

В случае NД >> NА, то есть для р-n+-прехода, получим:

J = Js= . (9)

Видно, что основной составляющей является электронная. Ток через переход определяется движением электронов, процессы связанные с дырками можно не учитывать. Если же NА >> NД, то есть р+-n-переход, то ток через него определяется дырочной компонентой, движением же электронов можно пренебречь.

9. Обратная ветвь ВАХ р-n-перехода

Ранее было отмечено, что обратный ток р-n-перехода в рассматриваемой модели определяется током JS (8):

JS = . (10)

Для того, чтобы вести анализ дальше, проведем численную оценку величины JS. Положим, что имеем дело с односторонним р-n+-переходом с NД >>NА. Пусть NА = 1014см-3; Dn = 38,8 см2с; Ln = 10 мкм; S = 5*10-6 см2; T = 300К; ni = 1,045*1010 см-3 (то есть полупроводник Si). При таких данных получим значение JS = 6,78*10-15 А. Для простоты у маломощных кремниевых диодах принимают значение JS 10-15А, которое в дальнейшем будет использоваться при проведении оценок.

Для Ge диода: ni = 2,5*1013 см-3; S=5*10-6см2; T=300К; Dn=100 см2c; Ln=10мкм; NA=1017см-3 получим, что JS =1,0*10-10А. Можно считать, что для Ge диода JS 10-10А.

Видно из (9) или (10), что JS зависит от температуры, так как . Поэтому можно записать ток JS в виде:

, (11)

где величина JS0 не зависет от температуры. Из (11) нетрудно получить температурный коэффициент обратного тока:



.

Обычно зависимость JS(T) характеризуют так называемой температурой удвоения T*, то есть таким приращением температуры, при котором ток JS возрастает в два раза. Оценки на основе (11) показывают, что для Si T* 5 оС. Поэтому нагрев кремниевого р-n-перехода до температуры 125 оС приведет к увеличению обратного тока с 10-15А до 10-8А.

Дифференциальное сопротивление обратно смещенного р-n-перехода очень велико.

rд = = = ,

переход заряд контакт сопротивление

поскольку при обратном смещении J = JS., который не зависит от величины обратного смещения V.

В реальных диодах rд > 1 МОм.

Реальный обратный ток р-n-перехода может значительно превышать величину JS. Причина этому генерация электронно-дырочных пар в области обратно смещенного перехода. Составляющую обратного тока, обусловленную этим явлением называют током термогенерации и обозначают JG.

Поскольку ток JG ~ ni, а не ni2, как JS, то температура удвоения тока термогенерации для Si T* 10 оС.

10. Прямая ветвь ВАХ р-n-перехода

При напряжениях V > 0 зависимость J(V) настолько крутая, что получить на опыте требуемый ток через переход, задавая на нем напряжение, очень трудно: малейшие изменения напряжения вызывают существенные изменения тока. Поэтому для р-n-переходов и, соответственно, диодов характерен режим заданного прямого тока. Чтобы исследовать зависимость V(J), запишем ВАХ (ссылка) в следующей форме:

V= ,

Оценка величины JS была проведена в предыдущем разделе.

Для большинства практических применений прямой ток через диод находится в пределах от 10-4А до 0,1А. Прямое напряжение V для Si диода в этом случае будет лежать в пределах от 0,65В до 0,83В. Поэтому для нормального токового режима принимают, что падение напряжения на Si р-n-переходе примерно составляет 0,7В. Это напряжение обозначают как V* и называют напряжением открытого перехода (рис.11).

Для Ge диода с много большим током JS напряжение открытого перехода принимают равным 0,3В.

Если прямое напряжение всего на 0,1В (то есть на 4T) меньше напряжения V*, то переход уже может считаться практически запертым, поскольку ток при таком напряжении примерно в 50 раз меньше, чем при напряжении V*. При меньших напряжениях, вплоть до нуля, кривая J = f(V) практически сливается с осью абсцисс. Напряжение V* зависит от температуры при неизменном прямом токе. Это видно из соотношения . От температуры зависит и JS через . Дифференцируя V по температуре, можно получить:

.

Для кремния

- 2 мВоС .

Поэтому с ростом температуры прямое напряжение на р-n-переходе уменьшается. При T = 150 оС оно может быть меньше на 0,2 - 0,25В меньше.

Одним из важнейших параметров прямой ветви ВАХ р-n-перехода является дифференциальное сопротивление перехода rд - его сопротивление при заданном токе через переход. Его легко определить из V с учетом того, что J >> JS:

rд = = .

Физический смысл этого параметра ясен, если заменить дифференциалы конечными приращениями, тогда

rд .

С достаточной для практики точностью rд можно рассчитать по формуле для rд

rд= [Ом].



При J = 1 мА rд = 25 Ом.

Все выше приведенное относится к идеальному р-n-переходу. Одной из особенностей реальной ВАХ является омическое падение напряжения на пассивных участках р-n-перехода. Если сопротивление пассивных областей перехода достаточно велико, то внешнее напряжение распределяется между р-n-переходом и его пассивными участками с сопротивлением Rп. Тогда прямое напряжение будет выражаться суммой:

V = + RпJ.

Барьерная емкость р-n-перехода

Как уже отмечалось, область р-n-перехода обеднена основными носителями заряда (рис. ) и полупроводник в нем по своим свойствам подобен собственному, то есть обладает низкой проводимостью и, следовательно, р-n-переход представляет собой высокоомную область. В этой области имеется двойной электрический слой: n-область заряжена положительно, р-область - отрицательно. Поэтому р-n-переход напоминает плоский конденсатор. Обкладками его являются границы перехода, а диэлектриком - обедненная основными носителями заряда область. Эту емкость назвали барьерной емкостью р-n-перехода.

Барьерная емкость р-n-перехода определяется аналогично емкости плоского конденсатора:

С = ,

где: S - площадь перехода, d - его толщина, - относительная диэлектрическая проницаемость полупроводника. Толщина р-n-перехода определяется соотношением:

d = ,

где V - внешнее смещение, подаваемое на переход. Тогда емкость р-n-перехода:

С = S.

Так, при S = 25*10-6 см2; NД = NА =1018 см-3; V = -5 B; = 16; 0 = 8.85*10-14 фм получим С = 2,6 пФ.

Видно, что барьерная емкость зависит от приложенного к переходу напряжения. Причем при увеличении обратного смещения емкость уменьшается, что связано с увеличением толщины р-n-перехода. Зависимость (1С)2 = f ( V ) линейна и имеет вид, представленный на рис. ЗЗЗЗЗЗЗ. При VVк говорить о барьерной емкости перехода не имеет смысла так как в силу прямого смещения сопротивление перехода резко уменьшается и через него протекает большой ток. Существуют специально спроектированные диоды - варикапы, которые выполняют роль электрически управляемых конденсаторов.

Пробой р-n-перехода

При определенном обратном напряжении на р-n-преходе через него начинает протекать большой ток обратный ток Jобр. Наступает явление пробоя. Различают три вида пробоя:

туннельный пробой;

лавинный пробой;

тепловой пробой.

Туннельный пробой возникает в сильно легированных р-n-переходах, у которых уровень Ферми EF располагается либо вблизи разрешенных зон, либо в самих разрешенных зонах, то есть р- и n-области перехода вырождены. В таких р-n-переходах при обратном смещении энергетическая диаграмма имеет вид, представленный на рис.???? Напротив заполненных электронами уровней валентной зоны р-области располагаются свободные от электронов уровни зоны проводимости n-области. В этом случае возможен туннельный переход электронов из р-области в n-область. Для этого они должны преодолеть потенциальный барьер: высота которого - ширина запрещенной зоны Еg и толщина равна толщине р-n-перехода, которая, как правило, меньше 0,1 мкм. Туннельный пробой наступает при Vтун. 4Еg q. Характерная особенность туннельного пробоя - Vтун. уменьшается с повышением температуры из-за уменьшения ширины запрещенной зоны Еg.

Лавинный пробой. В его основе лежит лавинное размножение носителей заряда в области р-n-перехода под действием электрического поля обратного смещения. Электроны зоны проводимости и дырки валентной зоны под действием поля могут получить значительную энергию. Эти носители заряда, сталкиваясь с электронами валентной зоны, могут передать им энергию, достаточную для перехода в зону проводимости. Происходит генерация электронно-дырочной пары. Новые носители заряда, ускоренные полем, в свою очередь вызывают генерацию других носителей заряда и так далее. Наступает процесс лавинной генерации носителей заряда. Появляющиеся носители заряда выносятся электрическим полем за пределы перехода, создавая большой обратный ток. Напряжение, при котором возникает лавинный пробой, зависит от концентрации примеси и определяется соотношением:

Vлав. = 2,3*1012(Nприм.)-0,66 В.

Из рис. видно, что с увеличением Nприм. Vлав. падает. При Nприм. 1015см-3 Vлав. 300 В, при Nприм. 1018см-3 Vлав. 5 В и остается постоянным при дальнейшем увеличении примеси. Особенность лавинного пробоя: с повышением температуры Vлав. возрастает из-за уменьшения подвижности носителей заряда.

Тепловой пробой. При протекании обратного тока в р-n-переходе рассеивается электрическая мощность Р=Vобр.Jобр. , которая идет на разогрев перехода. Температура перехода увеличивается, что приводит к возрастанию Jобр. и мощности Р, выделяемой в переходе, а это в свою очередь повышает Jобр. и так далее. Возникает лавинообразный процесс увеличения обратного тока и пробоя перехода. Такое явление в Si р-n-переходах при температурах T 300 К наступает при напряжениях порядка Vтепл.105 В. Это значение много больше напряжений лавинного и туннельного пробоев. При повышении температуры напряжение теплового пробоя уменьшается. Отсюда, тепловой пробой начинается лишь тогда, когда обратный ток перехода приобрел уже достаточную величину в результате туннельного или лавинного пробоев. Например, при Jобр. 1 мА напряжение теплового пробоя снижается до величины 10В.

Вольт-амперные характеристики пробоев приведены на рис.????? Туннельный и лавинный пробои обратимы. Разрушение р-n-перехода не наступает, если ток пробоя не превышает Jпред. Поскольку при этих пробоях напряжение пробоя остается практически постоянным при значительном изменении обратного тока, то р-n-переход можно использовать для стабилизации напряжения. Для этого выпускают специальные диоды - стабилитроны. Например, в стабилитронах КС133, КС139 используется туннельный пробой, в стабилитроне КС156 - лавинный пробой, в стабилитроне КС147 присутствуют оба вида пробоя одновременно.

Тепловой пробой необратим, его появление приводит к полному выходу перехода из строя.

Структура полупроводниковых диодов

Существует большое количество структур полупроводниковых диодов, из которых рассмотрим две.

При методе сплавления (рис.29а) небольшую таблетку алюминия помещают на поверхность кремниевой пластины с проводимостью n-типа, имеющей ориентацию (111). Алюминий является акцепторной примесью. Затем пластину с таблеткой нагревают до температуры плавления алюминия ( 600оС). При расплавлении таблетки образуется небольшая капля смеси Al-Si, которая с последующим охлаждением начинает затвердевать. В результате образуется область, насыщенная акцепторной примесью и имеющая ту же кристаллографическую ориентацию, что и исходная пластина. Таким образом в подложке с проводимостью n-типа сформирована сильнолегированная область р+типа. Алюминиевый выступ на поверхности пластины можно использовать как контакт к области р-типа. Чтобы получить омический контакт к пластине n-типа, на ее нижнюю поверхность напыляют сплав Au-Sb и вплавляют его при температуре 400оС для формирования сильнолегированного слоя n+-типа. Сплавной метод изготовления отличается простотой, но поскольку при таком методе нельзя контролировать положение р-n-перехода из за сильной зависимости от температуры и длительности цикла сплавления. Поэтому такие диоды являются низкочастотными и они используются в основном в качестве выпрямителей.



Диффузионный метод позволяет более точно управлять распределением примеси. На сильно легированной кремниевой пластине n+-типа выращивают эпитаксиальную пленку с требуемой концентрацией донорной примеси (рис.29б). Толщина пленки несколько микрон. Затем на поверхности пленки формируют слой двуокиси кремния SiO2. Литографическими методами удаляют определенные участки окисла, образуя в нем окна. Примеси диффундируют в открытые участки поверхности кремния, и р-n-переход образуется только в местах окон в окисле. Этот процесс, получивший название планарного, является основой технологии изготовления полупроводниковых приборов и интегральных схем. Такие диоды имеют строго контролируемые параметры перехода, высокое быстродействие. Подобные диоды находят применение как в мощных силовых цепях, так и в высокочастотных устройствах.



Список литературы

1. Абрикосов, А. А. Методы квантовой теории поля в статистической физике / А.А. Абрикосов, Л.П. Горьков, И.Е. Дзялошинский. - М.: Добросвет, КДУ, 2006. - 512 c.

2. Боголюбов, Н. Н. Н. Н. Боголюбов. Собрание научных трудов в 12 томах. Квантовая теория. Том 10. Введение в теорию квантованных полей / Н.Н. Боголюбов. - М.: Наука, 2008. - 736 c.

3. Боголюбов, Н.Н. Введение в квантовую статистическую механику / Н.Н. Боголюбов, Н.Н.(мл.) Боголюбов. - М.: Главная редакция физико-математической литературы издательства "Наука", 1984. - 384 c.

4. Вальков, К. И. Геометрические аспекты принципа инвариантной неопределенности / К.И. Вальков. - М.: Ленинградский ордена Трудового Красного Знамени инженерно-строительный институт, 1975. - 144 c.

5. Вильф, Ф. Ж. Логическая структура квантовой механики / Ф.Ж. Вильф. - М.: Едиториал УРСС, 2003. - 256 c.

6. Волошин, М. Б. Теория калибровочных взаимодействий элементарных частиц / М.Б. Волошин, К.А. Тер-Мартиросян. - М.: Ленанд, 2015. - 298 c.

7. Гейзенберг, В. В. Гейзенберг. Избранные труды / В. Гейзенберг. - М.: Едиториал УРСС, 2001. - 616 c.

8. Герцберг, Г. Спектры и строение двухатомных молекул: моногр. / Г. Герцберг. - М.: Книга по Требованию, 2012. - 418 c.

9. Гуревич, Г. С. Свет и тепло. Что излучает Солнце? Электромагнитные волны. Дифракция и интерференция (теория абсолютности) / Г.С. Гуревич, С.Н. Каневский. - М.: У Никитских ворот, 2012. - 397 c.

Размещено на Allbest.ru

...