Реальная вольтамперная характеристика p-n перехода

При выводе уравнения (1.37) не учитывались такие явле­ния, как термогенерация

носителей в запирающем слое перехода, поверхностные утечки тока, падение

напряже­ния на сопротивлении нейтральных областей полупровод­ника, а также

явления пробоя при определенных обрат­ных напряжениях. Поэтому

экспериментальная вольтам­перная характеристика p-n перехода (кривая 2 на

рис. 1.11) отличается от теоретической (кривая 1).

При обратном включе­нии p-n перехода отли­чия обусловлены генера­цией носителей

зарядов и пробоем p-n перехода. Количество генерируемых носителей

пропорциональ­но объему запирающего слоя, который зависит от ширины p-n

перехода. По­скольку ширина запираю­щего слоя пропорциональ­на

, ток генерации будет расти при увеличе­нии обратного напряже­ния. Поэтому на

реальной характеристике при увеличении обратного напряжения до определенного

значения наблюдается небольшой рост об­ратного тока. Возрастанию обратного тока

способствуют также токи утечки.

При некотором обратном напряжении наблюдается рез­кое возрастание обратного

тока. Это явление называют пробоем p-n перехода. Существуют три вида пробоя:

тун­нельный, лавинный и тепловой. Туннельный и лавинный пробои представляют

собой разновидности электрическо­го пробоя

Рисунок 1.11 Отличие реальной вольтамперной характеристики p-n перехода

от теоретической.

и связаны с увеличением напряженности элек­трического поля в переходе.

Тепловой пробой определяет­ся перегревом перехода.

Туннельный пробой обусловлен прямым переходом элек­тронов из валентной зоны

одного полупроводника в зону проводимости другого, что становится возможным,

если напряженность электрического поля в p-n переходе из кремния достигает

значения 4×10⁵ В/см, а из германия -2×10⁵

В/см. Такая большая напряженность электричес­кого поля возможна при высокой

концентрации примесей в p- и n-областях, когда толщина p-n перехода становит­ся

весьма малой (см. формулу (1.31)). Под действием силь­ного электрического поля

валентные электроны вырыва­ются из связей. При этом образуются парные заряды

электрон-дырка, увеличивающие обратный ток через переход. На рис. 1.10 кривая 5

представляет собой обратную ветвь вольт-амперной характеристики перехода,

соответствую­щую туннельному пробою.

В широких p-n переходах, образованных полупровод­никами с меньшей

концентрацией примесей, вероятность туннельного просачивания электронов

уменьшается и бо­лее вероятным становится лавинный пробой. Он возника­ет

тогда, когда длина свободного пробега электрона в по­лупроводнике значительно

меньше толщины p-n перехода. Если за время свободного пробега электроны

приобретают кинетическую энергию, достаточную для ионизации атомов в p-n

переходе, наступает ударная ионизация, со­провождающаяся лавинным

размножением носителей заря­дов. Образовавшиеся в результате ударной

ионизации сво­бодные носители зарядов увеличивают обратный ток пере­хода.

Увеличение обратного тока характеризуется коэф­фициентом лавинного умножения

М:

, (1.40)

где U_ПРОБ ^- напряжение начала пробоя; m зависит от

ма­териала полупроводника. На рис 1.11 лавинному пробою соответствует кривая 4.

Тепловой пробой обусловлен значительным ростом ко­личества носителей зарядов в

p-n переходе за счет нару­шения теплового режима. Подводимая к p-n

переходу мощность Р_подв = I_обрU_обр расходуется

на его нагрев.

Выделяющаяся в запирающем слое теплота отводится преимущественно за счет

теплопроводности. Отводимая от p-n перехода мощность Р_отв

пропорциональна разно­сти температур перехода T_пер и окружающей среды

Т_окр:

,

где R_т - тепловое сопротивление, ⁰К/Вт, определяющее

перепад температур, необходимый для отвода 1 Вт мощнос­ти от p-n перехода в

окружающую среду.

При плохих условиях отвода теплоты от перехода воз­можен его разогрев до

температуры, при которой происхо­дит тепловая ионизация атомов. Образующиеся

при этом носители заряда увеличивают обратный ток, что приводит к дальнейшему

разогреву перехода. В результате такого нарастающего процесса p-n переход

недопустимо разогре­вается и возникает тепловой пробой, характеризующийся

разрушением кристалла (кривая 3).

Увеличение числа носителей зарядов при нагреве p-n перехода приводит к

уменьшению его сопротивления и выделяемого на нем напряжения. Вследствие

этого на об­ратной ветви вольтамперной характеристики при тепло­вом пробое

появляется участок с отрицательным диффе­ренциальным сопротивлением (участок

АВ на рис. 1.11).

Отличия реальной характеристики от теоретической на прямой ветви, в основном,

обусловлены распределенным (объёмным) сопротивлением электронной и дырочной

областей r₁ за пределами запираю­щего слоя (рисунок 1.12).

Если сопротивление запирающего слоя обозначить r_д, то кристалл

полупроводника с запирающим слоем можно представить в виде последовательного

соединения рези­сторов r_д и r₁.

При прохождении тока I_ПР на сопротивлении r₁ падает часть

напряжения внешнего источника и на запирающем слое действует напряжение

U_ПЕР = U_ПР – I_ПР×r

₁. Уравнение вольтамперной характеристики в этом случае может быть

записано в следующем неявном виде:

.

Рисунок 1.12 Упрощенная эквивалентная схема p-n перехода с распределенным

сопротивлением полупроводника.

Поскольку U_ПЕР < U_ПР реальная характеристика идет ниже

теоретической. Когда напряжение на запирающем слое становится равным контактной

разности потенциа­лов, запирающий слой исчезает, и дальнейшее увеличение тока

ограничивается распределенным сопротивлением по­лупроводников p- и n-типа.

Таким образом, в точке С при U_ПР = U_К вольтамперная

характеристика переходит в пря­мую линию.