книги / Физические основы электромагнитных процессов в технических средствах автоматизации

Следует заметить, что в полупроводниках n-типа кроме основных носителей тока будет существовать некоторое количе­ ство неосновных носителей тока - дырок. Они образуются при переходах электронов из валентной зоны в зону проводимо­ сти. Количество неосновных носителей тока в них всегда мень­ ше,чем основных.

При повышении температуры число электронов в зоне проводимости будет увеличиваться, а число электронов на до­ норных уровнях будет уменьшаться. В конце концов освободят­ ся все донорные уровни - наступит примесное истощение. Дальнейший рост температуры будет приводить к увеличению числа электронов в зоне проводимости только за счет их пере­ ходаиз валентной зоны. Поэтому при достаточно высокой тем­ пературе в полупроводнике с донорной примесью будет преоб­ ладать собственная проводимость.

Акцепторные примеси. Атомы этих примесей имеют ва­ лентность, которая на единицу меньше валентности основных атомов полупроводника. В качестве примера на рис. 3.17,а при­ веденасхема кристаллической решетки 4-валентного кремния Si с примесью 3-валентных атомов бора В. Для образования кова­ лентных связей с четырьмя атомами кремния Si 3-валентному атому бора В не хватает одного электрона. Незаполненная связь атома В с одним из соседей может быть занята электроном, пе­ решедшим из разорванной ковалентной связи двух соседних атомов кремния Si (слева на рис. 3.17,а). Для этого перехода требуется сравнительно небольшая энергия ДЕ* которая для атома В в решетке Si составляет примерно 0,045 эВ. Такое зна­ чение имеет энергия тепловых колебаний решетки даже при низких температурах. Вблизи же 3-валентного атома В, захва­ тившего дополнительный электрон, возникает избыточный от­ рицательный заряд, который, будучи связанным с этим атомом, в электропроводности участвовать не будет (рис. 3.17,а).

Рис. 3.17. Модель появления дырок в кремнии Si с акцепторной примесью

бора В:

а -н а плоской схеме кристаллической]решетки;

б - на энергетической диаграмме

Все сказанное об акцепторных примесях с точки зрения зонной теории выглядит следующим образом. Незаполненные уровни атома В располагаются у потолка валентной зоны. Рас­ стояние этих уровней до потолка зоны ДЕа«0,045 эВ значитель­ но меньше ширины запрещенной зоны ДЕ, которая у Si равна 1,1 эВ. При сообщении электронам, находящимся в валентной зоне, сравнительно небольшой энергии, равной АЕа, они перехо­ дят на примесные уровни бора В. Связываясь с атомами В эти электроны теряют способность перемещаться в кристалле Si ив проводимости не участвуют. Носителями тока в таком примес­ ном полупроводнике оказываются дырки, возникающие в ва­ лентной зоне в результате подобных переходов. Атомы приме­ сей, легко захватывающие электроны из валентной зоны с обра­ зованием в ней дырок, называются акцепторами (от латинского слова acoeptare - принимать), а энергетические уровни эти*

примесей - акцепторными уровнями. Так как энергия АЕа зна­ чительно меньше ширины запрещенной зоны АЕ, то переход электронов из валентной зоны на акцепторные уровни с образо­ ванием дырок в валентной зоне начнется при гораздо более низ­ ких температурах, чем переход электронов в зону проводимо­ сти. Следовательно, в полупроводнике с акцепторной примесью основными носителями тока будут дырки. Поэтому такие по­ лупроводники называются дырочными полупроводниками или полупроводника p -типа (от латинского слова positiv - положи­ тельный).

В полупроводнике p-типа кроме основных носителей тока будет существовать некоторое количество неосновных носите­ лей тока - электронов. Они образуются при переходах элек­ тронов из валентной зоны в зону проводимости. Количество не­ основных носителей тока всегда меньше, чем основных. При увеличении температуры все большее число электронов будет переходить на акцепторные уровни из валентной зоны с образо­ ванием в последней дырок - основных носителей тока. В конце концов все акцепторные уровни будут заняты - наступит при­ месное истощение. Дальнейший рост температуры будет приво­ дить к увеличению числа дырок в валентной зоне только за счет перехода электронов из валентной зоны в зону проводимости. Таким образом, при достаточно высокой температуре в полу­ проводнике с акцепторной примесью будет преобладать собст­ венная проводимость.

Полупроводники с примесной проводимостью использу­ ются для изготовления специальных резисторов, которые из-за сильной зависимости их сопротивления R от температуры Т по­ лучили название 1'терморезисторы" или сокращенно "термисто­ ры". Термисторы широко применяются для измерения темпера­ туры. В измерительной и электронной технике используется не только сильная зависимость R от Т, но и то существенное об­ стоятельство, что сопротивление R с увеличением температуры

Тпадает, а не растет, как у металлов. График зависимости R от

Ту термисторов похож на график, изображенный на рис. 3.15,а.

р-n перехода

Рис. 3.18. Принципиальная схема получения сплавного р-n перехода

3.5. Электронно-дырочный переход (р-п-переход)

Этот переход является основным элементом многих полупро­ водниковых приборов: диодов, транзисторов, интегральных схем и других. Он представляет собой тонкий слой на границе между двумя областями одного и того же полупроводникового кристалла, обладающими различными типами примесной про­ водимости: электронной и дырочной. В соответствии со сказан­ ным о примесной проводимости р-п-переход принципиально можно получить, например, следующим образом. Из монокри­ сталла очень чистого германия Ge, обладающего только собст­ венной проводимостью, вырезают тонкую пластинку. Затем вплавляют в нее с одной стороны таблетку мышьяка As (донор­ ной примеси). Во время этой операции атомы As диффундируют в кристалл германия на некоторую глубину и создают в области проникновения примесную электронную проводимость. Эта об­ ласть называется областью n-типа (рис. 3.18). С другой стороны

пластинки Ge аналогичным образом вплавляют таблетку индия In (акцепторной приме­ си). Проводимость области германия, в которую диффун­ дируют атомы In, становится дырочной. Эта область называ­ ется областью p-типа (рис. 3.18). На границе между облас­ тями p-типа и п- типа образу­ ется очень тонкий переходный слой, называемый р-п- переходом. Толщина р-н- перехода I составляет при­

мерно iu w-riu' м.

Следует заметить, что на практике для получения р-п- перехода берут пластинку германия, уже обладающую примес­ ной электронной проводимостью, и вплавляют в нее таблетку индия In (акцепторной примеси). При этом добиваются, чтобы» 144

области, в которую обильно диффундируют атомы 1а, электрон­ ная проводимость сменилась на дырочную. В результате на гра­ нице областей германия с электронной и вновь образованной дырочной проводимостями образуется р-п-переход.

Рассмотрим подробнее р-п-переход, изображенный на рис. 3.18. На рис. 3.19,а приведены графики одного из возможных вариантов изменения концентраций акцепторной примеси индия In и донорной примеси мышьяка As в области р-п-перехода в направлении, перпендикулярном к границе раздела. В соответ­ ствии с этими графиками на рис. 3.19,6 показано расположение атомов In и As на плоской схеме кристаллической решетки гер­ мания Ge. Для того, чтобы излишне не загромождать рисунок, сами атомы Ge на нем не изображены.

В правой части рис. 3.19,6 изображена область кристалла германия n-типа, в которой донорами являются атомы мышьяка As. Основными носителями тока в ней являются электроны, от­ данные донорами в зону проводимости. При этом доноры пре­ вращаются в положительные ионы As. Кроме того, в области п- шпа имеется небольшое число неосновных носителей тока - дырок, которые образуются в результате тепловых переходов электронов из валентной зоны в зону проводимости.

В левой части рис. 3.19,6 изображена область кристалла германия p-типа, в. которой акцепторами являются атомы индия In. Основными носителями тока в ней являются дырки, обра­ зующиеся в результате захвата акцепторами электронов из ва­ лентной зоны. При этом сами акцепторы становятся отрица­ тельными ионами. Так же как и в области n-типа здесь имеется небольшое число неосновных носителей тока - электронов, по­ являющихся в зоне проводимости вследствие их переброски те­ пловым движением из валентной зоны.

Таким образом, в области кристалла n-типа образуется много электронов, которые будут диффундировать в область р- типа, где их мало. Дырки будут диффундировать во встречном направлении из области p-типа в область n-типа. При этом дыр­ ки и электроны будут рекомбинировать друг с другом (взаимно уничтожаться). В результате р-п-переход толщиной I оказыва­

ется сильно обедненным носителями тока - электронами ц дырками (рис. 3.19,6).

*

я

а Ч В* 8

S

я

8 и

У

дырки

(основные

носители)

0о © „©	0©ф
,0 ° © ©	0 ©о
Ь Л |)0© ©	©°0©
©о°©°©	ф 0©
о ° о ° о	©0©©
© © ° ©	©°® ©
d © Q	0 0©

0 © ©

©о ©

©© ©

о© о

©©.©

©0 ©

0 © ©

электроны

(основные

носители)

&й © .©

©\© *© J

©••© © N \s

©* © •©

б)

©•© ^ © б}*© .©

©.© 1'©

электроны	А... . . Г	WА	9	W	'дырки
(неосновные	*—	т*	Л'п Ь		(неосновные
носители)	л__________________ L _________________ ь				носители)

Рис. 3.19. Образование двойного электрического слоя в области р-п- перехода:

а - графики изменения концентраций атомов In и A s в направлении оси х, перпендикулярной к р-п-переходу;

б - расположение атомов In и As, а также носителей тока на схеме кристаллической решетки Ge (атомы Ge на рисунке не показаны)

1ОСн= 1неосн

Обеднение носителями тока р-п-перехода, во-первых, при­ водит к увеличению его электрического сопротивления, а вовторых, приводит к образованию двойного электрического слоя на границе между областями кристалла p-типа и n-типа. В пра­ вой части р-п-перехода толщиной £а (рис. 3.19,6) заряд поло­ жительных ионов донорной примеси As уже не будет компенси­ роваться электронами проводимости, в результате чего эта часть приобретает избыточный положительный заряд (рис. 3.20,а). В левой же части р-п-перехода толщиной £р (рис. 3.19,6) заряд

отрицательных ионов акцепторной примеси In не будет компен­ сироваться дырками, в результате чего эта часть приобретает избыточный отрицательный заряд (рис. 3.20,а). В итоге возника­ ет двойной электрический слой, который создает контактное электрическое поле, характеризующееся напряженностью Ёк и разностью потенциалов на его границах, составляющей не­ сколько десятых долей вольта (рис. 3.19,6 и рис. 3.20,а).

Контактное электрическое поле представляет собой доста­ точно высокий потенциальный барьер для основных носителей тока. Вследствие этого область контактного поля преодолевает­ ся только очень небольшим числом наиболее быстрых основных носителей тока. Поэтому ток основных носителей 1осНчерез р-п- переход мал (рис. 3.20,а). Наоборот, неосновным носителям тока

контактное поле Ек способствует переходу через р-п-переход -

они “скатываются” с потенциального барьера, а не преодолева­ ют его. Но ток неосновных носителей 1не0сн ограничен их очень маленькой концентрацией и от напряженности контактного поля почти не зависит. Направлен этот ток навстречу току основных носителей (рис. 3.20,а). В конце концов, равновесие между об­ ластями p-типа и n-типа устанавливается при такой напряжен­ ности Ек контактного поля, при которой оба тока компенсируют другдруга (рис. 3.20,а).

n-тип

а- внешнее поле отсутствует;

б- внешнее поле направлено против контактного поля Ек;

в- внешнее поле направлено одинаково с контактным полем Е*

Рассмотрим влияние внешнего электрического поля на свойства р-п-перехода. Сначала подадим на кристалл, содержа­

щий р-п-переход, внешнее напряжение Unp*Mтак, чтобы	ис­
точника тока был подключен к p-области кристалла, а	был

подключен к n-области (рис. 3.20,6). Такое напряжение называ­ ется прямым. В этом случае внешнее электрическое поле будет направлено на встречу контактному полю Ек, и будет ослаблять его, что приведет к уменьшению потенциального барьера. В ре­ зультате ток основных носителей 1оСн увеличится, а ток неоснов­ ных носителей 1неоСн останется прежним, так как он не зависит от напряженности контактного поля. Следовательно, через р-п- переход будет протекать результирующий ток, называемый прямым:

^прям “ ^осн “ * ^неосн *

Он будет быстро нарастать при увеличении Цпрям. Внешнее поле при этом "поджимает" основные носители к границе раздела между областями, вследствие чего толщина I слоя р-п- перехода, обедненного носителями тока, уменьшается (рис. 3.20,6). Соответственно уменьшается и сопротивление перехода, причем тем сильнее, чем больше напряжение. Поэтому зависи­ мость прямого тока 1прЯм от напряжения и^ям является нелиней­ ной (рис. 3.21,а).

Теперь подадим на кристалл с р-п-переходом напряжение UQ6P так, чтобы “+” источника тока был подключен к п-области кристалла, а был подключен к p-области (рис. 3.20,в). Такое напряжение называется обратным. Внешнее электрическое по­ ле будет направлено одинаково с контактным полем Е* и будет усиливать его, что приведет к увеличению потенциального барьера. В результате с увеличением Uo6p небольшой ток основ­ ныхносителей 1осн будет уменьшаться, стремясь к нулю. Ток не­ основных носителей IHe0cib как и в предыдущем случае, останет­ ся прежним. В итоге результирующий ток, называемый обрат­ ным,

^обр ~ ^неосн ~ ^осн

•быстро достигнет насыщения и станет равным Ьбр^неоси (рис. 3.21,а). При достижении U06P определенной величины сила Ц начинает резко возрастать, что обусловлено электрическим про­ боем р-п-перехода (рис. 3.21,а). Поэтому для каждого р-п« перехода указывается предельное значение U06P., при котором он может надежно работать без пробоя. Внешнее поле, возникаю­ щее в кристалле при приложении к нему Uo6P., "оттягивает" ос­ новные носители от границы раздела между областями, что при­ водит к увеличению толщины t слоя р-п-перехода, обедненного носителями (рис. 3.20,в). Вследствие этого увеличивается со­ противление перехода. Поэтому сопротивление р-п-перехода в обратном направлении гораздо больше, чем в прямом.

Рис. 3.21. Использование р-п-перехода для выпрямления переменного

тока:

а- вольт-амперная характеристика р-п-перехода;

б- график переменного напряжения U , приложенного к р-п-переходу;

в- трафик тока I, текущего через р-п-переход