Особенности реальных р–n переходов

В идеальном р–n переходе обратный ток уже при сравнительно небольшом обратном напряжении не зависит от значения последнего. Однако при исследованиях реальных р–n переходов наблюдается достаточно сильное увеличение обратного тока при увеличении приложенного напряжения. Причем в кремниевых структурах обратный ток на 2 – 3 порядка выше теплового. Такое отличие экспериментальных данных от теоретических объясняется термогенерацией носителей заряда непосредственно в области р–n перехода и существованием канальных токов и токов утечки.

Канальные токи обусловлены наличием поверхностных энергетических состояний, искривляющих энергетические зоны вблизи поверхности и приводящих к появлению инверсных слоев. Эти слои называются каналами, а токи, протекающие через переход между инверсным слоем и соседней областью, – канальными токами.

Емкости р–n перехода. Наряду с электропроводностью р–n переход имеет определенную емкость. Емкостные свойства обусловлены наличием по обе стороны от границы электрических зарядов, которые созданы ионами примесей, а также подвижными носителями заряда, находящимися вблизи границы р–n перехода.

Емкость р–n перехода подразделяют на две составляющие: барьерную, отражающую перераспределение зарядов в р–n переходе и диффузионную, отражающую перераспределение зарядов вблизи р–n перехода. При прямом смещении перехода в основном проявляется диффузионная емкость, при обратном (режим экстракции) заряды вблизи р–n перехода (в базе) меняются мало и основную роль играет барьерная емкость.

Так как внешнее напряжение влияет на на ширину р–n перехода, значение пространственного заряда и концентрацию инжектированных носителей заряда, то емкость р–n перехода зависит от приложенного напряжения и его полярности.

Барьерная емкость С_бар обусловлена наличием в р–n переходе ионов донорной и акцепторной примесей, которые образуют как бы две заряженные обкладки конденсатора. При изменении запирающего напряжения, например увеличении, ширина р–n перехода увеличивается и часть подвижных носителей заряда (электронов в области n и дырок в области р) отсасывается электрическим полем от слоев, прилегающих к переходу. Перемещение этих носителей заряда вызывает в цепи ток

, (2.11)

где – изменение заряда обедненного слоя р–n перехода. Этот ток становится равным нулю по окончании переходного процесса изменения границ р–n перехода. Величину С_бар для резкого перехода можно определить из приближенного выражения

, (2.12)

где S, l₀ – площадь и толщина p – n перехода при U =0.

С увеличением приложенного обратного напряжения U, барьерная емкость уменьшается из–за увеличения толщины перехода l (рис. 2.10). Зависимость называется вольт-фарадной характеристикой.

Рис.2.10. Вольт-фарадные характеристики р–n перехода 1 – плавный переход, 2 – резкий переход

При подключении к р–n переходу прямого напряжения барьерная емкость увеличивается вследствие уменьшения l. Однако в этом случае приращение зарядов за счет инжекции играет большую роль и емкость р–n перехода определяется в основном диффузионной составляющей емкости.

Диффузионная емкость отражает физический процесс изменения концентрации подвижных носителей заряда, накопленных в областях, вследствие изменения концентрации инжектированных носителей.

Наличие диффузионной емкости влияет на переходный процесс при изменении напряжения на р–n переходе.

Пусть через р–n переход протекает прямой ток, обусловленный инжекцией дырок в базовую область. В базе накоплен заряд, созданный неосновными носителями, пропорциональный этому току, и заряд основных носителей, обеспечивающий электронейтральность полупроводника. При быстром изменении полярности приложенного напряжения инжектированные дырки не успевают рекомбинировать и под действием обратного напряжения переходят назад в область эмиттера. Основные носители заряда движутся в противоположную сторону и уходят по шине питания. При этом обратный ток сильно увеличивается. Постепенно дополнительный заряд дырок в базе исчезает (рассасывается) за счет рекомбинации их с электронами и возвращения в р– область. Обратный ток уменьшается до статического значения (рис. 2.11).

Переход р–n ведет себя подобно конденсатору, причем заряд диффузионной емкости пропорционален прямому току, протекавшему ранее через р–n переход.

Пробой р–n перехода. Под пробоем р–n перехода понимают значительное уменьшение обратного сопротивления, сопровождающееся возрастанием обратного тока при увеличении приложенного напряжения. Различают три вида пробоя: туннельный, лавинный и тепловой.

Рис.2.11. Изменение тока через р–n переход при изменении полярности приложенного напряжения.

В основе туннельного пробоя лежит туннельный эффект, т.е. «просачивание» электронов сквозь потенциальный барьер, высота которого больше, чем энергия носителей заряда. Иными словами туннельный пробой наступает тогда, когда напряженность электрического поля возрастает настолько, что становится возможным туннельный переход электронов из валентной зоны полупроводника с электропроводностью одного типа в зону проводимости полупроводника с электропроводностью другого типа (рис. 2.12, а). Туннельный

Рис. 2.12. Энергетическая зонная диаграмма, поясняющая туннельный переход электрона (а), вольтамперная характеристика p-n перехода (б)

пробой чаще всего возникает у полупроводниковых приборов, имеющих узкий переход и малое значение удельного сопротивления, причем напряженность электрического поля должна быть достаточно высокой (более 10⁵ В/см). При такой напряженности энергетические зоны искривляются настолько, что энергия электронов валентной зоны полупроводника р–типа становится такой же, как и энергия свободных электронов зоны проводимости полупроводника n–типа. В –возникает туннельный ток. Начало туннельного пробоя оценивается по десятикратному превышению туннельного тока над обратным. При увеличении температуры напряжение, при котором возникает туннельный пробой, уменьшается. Вольтамперная характеристика туннельного пробоя соответствует кривой 2 на рис 2.12, б.

Лавинный пробой вызывается ударной ионизацией, которая происходит тогда, когда напряженность электрического поля, вызванная обратным напряжением, достаточно велика. Неосновные носители заряда, движущиеся через р–n переход, ускоряются настолько, что при соударении с атомами в зоне р–n перехода ионизируют их. В результате появляется пара электрон – дырка. Вновь появившиеся носители заряда ускоряются электрическим полем и в свою очередь могут могут вызвать ионизацию следующего атома и т.д. Если процесс ударной ионизации идет лавинообразно, то по тому же закону увеличивается количество носителей заряда и обратный ток. При лавинной ионизации ток в цепи ограничен только внешним сопротивлением. Для количественной характеристики этого процесса используется коэффициент лавинного умножения М_л, который показывает, во сколько раз ток, протекающий через р–n переход, больше обратного тока: I=M_лI_обр.

Коэффициент можно определить из эмпирического выражения

(2.13)

где U_{проб. лав} – напряжение, при котором возникает лавинный пробой и ; n=3 для р=Si и n=Ge, n=5 для р=Ge и n=Si.

Лавинообразный пробой возникает в высокоомных полупроводниках, имеющих достаточно большую ширину р–n перехода. Напряжение лавинного пробоя зависит от температуры полупроводника и растет с ее увеличением из–за сокращения длины свободного пробега носителей заряда. При лавинном пробое падение напряжения на р–n переходе остается постоянным (кривая 1 на рис. 2.12, б).

Тепловой пробой возникает в результате разогрева р–n перехода, когда количество теплоты, выделяемой током в р–n переходе, больше, количества теплоты, отводимой от него. При разогреве р–n перехода происходит интенсивная генерация электронно – дырочных пар и увеличение обратного тока через р–n переход. Это в свою очередь, приводит к дальнейшему увеличению температуры и обратного тока. В итоге ток через р–n переход лавинообразно увеличивается и наступают тепловой пробой ((кривая 3 на рис. 2.12, б).

Следует заметить, что один вид пробоя может наступить как следствие другого вида пробоя.